Full text of "Les quantités élémentaires d'électricité: ions, électrons, corpuscules"

See other formats

Google

This is a digital copy of a book thaï was prcscrvod for générations on library shelves before it was carefully scanned by Google as part of a project

to make the world's bocks discoverablc online.

It has survived long enough for the copyright to expire and the book to enter the public domain. A public domain book is one that was never subject

to copyright or whose légal copyright term has expired. Whether a book is in the public domain may vary country to country. Public domain books

are our gateways to the past, representing a wealth of history, culture and knowledge that's often difficult to discover.

Marks, notations and other maiginalia présent in the original volume will appear in this file - a reminder of this book's long journcy from the

publisher to a library and finally to you.

Usage guidelines

Google is proud to partner with libraries to digitize public domain materials and make them widely accessible. Public domain books belong to the
public and we are merely their custodians. Nevertheless, this work is expensive, so in order to keep providing this resource, we hâve taken steps to
prcvcnt abuse by commercial parties, including placing lechnical restrictions on automated querying.
We also ask that you:

+ Make non-commercial use of the files We designed Google Book Search for use by individuals, and we request that you use thèse files for
Personal, non-commercial purposes.

+ Refrain fivm automated querying Do nol send automated queries of any sort to Google's System: If you are conducting research on machine
translation, optical character récognition or other areas where access to a laige amount of text is helpful, please contact us. We encourage the
use of public domain materials for thèse purposes and may be able to help.

+ Maintain attributionTht GoogX'S "watermark" you see on each file is essential for informingpcoplcabout this project and helping them find
additional materials through Google Book Search. Please do not remove it.

+ Keep it légal Whatever your use, remember that you are lesponsible for ensuring that what you are doing is légal. Do not assume that just
because we believe a book is in the public domain for users in the United States, that the work is also in the public domain for users in other
countiies. Whether a book is still in copyright varies from country to country, and we can'l offer guidance on whether any spécifie use of
any spécifie book is allowed. Please do not assume that a book's appearance in Google Book Search means it can be used in any manner
anywhere in the world. Copyright infringement liabili^ can be quite severe.

About Google Book Search

Google's mission is to organize the world's information and to make it universally accessible and useful. Google Book Search helps rcaders
discover the world's books while helping authors and publishers reach new audiences. You can search through the full icxi of ihis book on the web

at|http: //books. google .com/l

Google

A propos de ce livre

Ceci est une copie numérique d'un ouvrage conservé depuis des générations dans les rayonnages d'une bibliothèque avant d'être numérisé avec

précaution par Google dans le cadre d'un projet visant à permettre aux internautes de découvrir l'ensemble du patrimoine littéraire mondial en

ligne.

Ce livre étant relativement ancien, il n'est plus protégé par la loi sur les droits d'auteur et appartient à présent au domaine public. L'expression

"appartenir au domaine public" signifie que le livre en question n'a jamais été soumis aux droits d'auteur ou que ses droits légaux sont arrivés à

expiration. Les conditions requises pour qu'un livre tombe dans le domaine public peuvent varier d'un pays à l'autre. Les livres libres de droit sont

autant de liens avec le passé. Ils sont les témoins de la richesse de notre histoire, de notre patrimoine culturel et de la connaissance humaine et sont

trop souvent difficilement accessibles au public.

Les notes de bas de page et autres annotations en maige du texte présentes dans le volume original sont reprises dans ce fichier, comme un souvenir

du long chemin parcouru par l'ouvrage depuis la maison d'édition en passant par la bibliothèque pour finalement se retrouver entre vos mains.

Consignes d'utilisation

Google est fier de travailler en partenariat avec des bibliothèques à la numérisation des ouvrages apparienani au domaine public et de les rendre
ainsi accessibles à tous. Ces livres sont en effet la propriété de tous et de toutes et nous sommes tout simplement les gardiens de ce patrimoine.
Il s'agit toutefois d'un projet coûteux. Par conséquent et en vue de poursuivre la diffusion de ces ressources inépuisables, nous avons pris les
dispositions nécessaires afin de prévenir les éventuels abus auxquels pourraient se livrer des sites marchands tiers, notamment en instaurant des
contraintes techniques relatives aux requêtes automatisées.
Nous vous demandons également de:

+ Ne pas utiliser les fichiers à des fins commerciales Nous avons conçu le programme Google Recherche de Livres à l'usage des particuliers.
Nous vous demandons donc d'utiliser uniquement ces fichiers à des fins personnelles. Ils ne sauraient en effet être employés dans un
quelconque but commercial.

+ Ne pas procéder à des requêtes automatisées N'envoyez aucune requête automatisée quelle qu'elle soit au système Google. Si vous effectuez
des recherches concernant les logiciels de traduction, la reconnaissance optique de caractères ou tout autre domaine nécessitant de disposer
d'importantes quantités de texte, n'hésitez pas à nous contacter Nous encourageons pour la réalisation de ce type de travaux l'utilisation des
ouvrages et documents appartenant au domaine public et serions heureux de vous être utile.

+ Ne pas supprimer l'attribution Le filigrane Google contenu dans chaque fichier est indispensable pour informer les internautes de notre projet
et leur permettre d'accéder à davantage de documents par l'intermédiaire du Programme Google Recherche de Livres. Ne le supprimez en
aucun cas.

+ Rester dans la légalité Quelle que soit l'utilisation que vous comptez faire des fichiers, n'oubliez pas qu'il est de votre responsabilité de
veiller à respecter la loi. Si un ouvrage appartient au domaine public américain, n'en déduisez pas pour autant qu'il en va de même dans
les autres pays. La durée légale des droits d'auteur d'un livre varie d'un pays à l'autre. Nous ne sommes donc pas en mesure de répertorier
les ouvrages dont l'utilisation est autorisée et ceux dont elle ne l'est pas. Ne croyez pas que le simple fait d'afficher un livre sur Google
Recherche de Livres signifie que celui-ci peut être utilisé de quelque façon que ce soit dans le monde entier. La condamnation à laquelle vous
vous exposeriez en cas de violation des droits d'auteur peut être sévère.

A propos du service Google Recherche de Livres

En favorisant la recherche et l'accès à un nombre croissant de livres disponibles dans de nombreuses langues, dont le français, Google souhaite
contribuer à promouvoir la diversité culturelle grâce à Google Recherche de Livres. En effet, le Programme Google Recherche de Livres permet
aux internautes de découvrir le patrimoine littéraire mondial, tout en aidant les auteurs et les éditeurs à élargir leur public. Vous pouvez effectuer
des recherches en ligne dans le texte intégral de cet ouvrage à l'adressefhttp: //book s .google . coïrïl

SI), u -f. OU rntsi«DF.

«iiA.MTrfe ÉuaKNTAiBiîs DMaiîirrnicrrfî

)^S, ELIXTUONS, CORPUSCULES

MitMOIIIRit nXIINIS ET P(t|ll.lKti

^^i

M-i.il ABRAHAM tt l*flui UWNOÎÎVIW

SECOND rfcStUCltUl

mï

<-itub>. •)! •! nr^c or* lvxoitvuh*.

I .1 Jm UiiiHi<*-Aiit||Ull»*

TO ^K"W YORK

PUBLIC LirRARY

1 502 12\

iTmf.Hjr.Noy AND

SUR LA CONDUCTIBILITÉ DES GAZ CHAUDS

EXTRAITS DES FLA.MMKS,

Par J.-A. M CLELLAND.
Traduit de l'anglais par H. BÉNARD.

Philosophical Magazine, 5* série, t. XLVI, juillet i8<»S. p. 7aj-\-2.

C'est un fait bien connu qu'un corps éleririsé perd sa cliar^e quand
on en approche une flannne, nicnie >"\\ n'y a pas conlacl avec la
flamme, mais seulement a\ec les ^ax cliauds qui en provicniienl.

De nombreuses recherches onl éU* laites sur ce sujet de la conduc-
tibilité (ie5 llammes. On trouvera leurs résultais c\pos<>s dans le
quatrième Volume des Leçons d* Electricité, de Wiedemann, el dans
un Mémoire poslé'rieur dWrrhcnius ( ' ).

Les recherches exposées dans le pn'*scnl Mémoire «ie rapportent à
la conductibilité des gaz extraits des ilamnies plutôt qu'à celle des
flammes elles-mêmes; les conditions sont plus sinqdcs et la nature
des électrodes einplo>ées n'a pas la même inqiortancr i -).

I^ méthode employée est simple : le piz circule dans un tube de
laiton à l'intérieur du<|uel on a placé une édeclrodc isolée pouvant
être portée à un potc*ntiel quelcon([ue. On détermine la con(iuctil>i-
lité d'après la \itesse de chute du potentiel de l'électrode, mesurée à
réleclromètre. lourdes expériences sur la conductibilité des ilainmes
elles-mêmes, on pourrait employer un galvanomètre sensible, mais,
pour les gaz extraits des ilanimes, la conductibilité serait trop faible
pour qu'on puisse la mesurer avec un ji^alvanomètre.

(*) Wied. Ann., t. XLIII, 1891.

(*) Sur cette partie du sujet, voir Oik^e, Wieti. Afifi., l. WII. 1882, et t. WWIII,
1889.

S. P. Si

ckV'

JlA

M' CLKLLAM».

1. — Relation entre le conrant et la force électnnutTioe

On a t'iii|)l<i\«f. fMtiir ('«'tlt* (Iclf'riniiiiitioii. le di^ipositif $uiv«iiit ' \oir
fi*:. ^. f»artini . : l n IiiIm- kU- inclai \\r .»'"•.- dt- diamètre. }»orlant un
euliuinoir a >n |>arli«- iiif^Tifiin-, fst 4li>|M>sf au-dessus d'un brûleur
i>uii!»eii ordinaire a ronronne rtrirle de laeon a donner une Haiome liien
rë«:idi*''re. Le> produit> delà t-onilui^tion montent dan^ ce tubea\ecnne
vilf*>Ne cMinstiinl*' en (dia(|ue point, de^ (}iie le tuhe a atteint une tem-
pératun* permanente: le (inilenr (*<t as>ez lar<re pour assurer, dutant
une p(»>siide. Iiiniiormile i\v\ eonranl de piz conducteur en tous le:»
point^ d une section liori/ontale du tid»e. l ne ti^e de laiton. Kin^e
de M.'"', avant «i"". .*» «le diametnr. esl plae«*e sni\ant Taxe du tube et
iMd<''e à I aide d un bouelion d t'dtonite qui tra\erse la paroi du tube.
Celte ti^e esl ndiêe a lune de-* paire> de qnadranl> d un éleclro-
Ui**l!*e. le tube esl lui-même relie à hi terre. Les deux pairt*s de qua-
drants Minl d'al»ord réunie^ en^enddeet mi^i^s en communication a^ec
un de> pôles d'une batt(*rie d aeeumulatenr^. i autre prde étant à la
lerix' : les quadrant*» relies a la lii»e de laiton siuil ensuite seî parés de
la l>atterie et le déplacement de iaiiiuille i\\\ ^aKanomelre mesure le
C(»uraut correspondant à la fore*' t'Iectroniotrice employée.

La ligure 1 dtinue « courbes L II • les résultais «le deux séries d e\-

10 20 3r 40 5C

p»^f'leIl*;♦-^. j^rfus le Cas de Ih courbc IL la \it<»s>e du courant d air
<:it*iud Cl eié diminuée en }»lacanl au sommel «lu IuIk' A un rarli»n
\j^Ai.<r (Je UMUibn-ux pelils lii»us. Les \ a leurs «lu ciuiranl sont expri-

lliee^ en unités ;4rliitruîf**..

* ^ •

SUR LA CUNOI'CTIBILITÉ DES GAZ CHAUDS EXTRAITS DES FLAMMES. 5l5

Ces courbes montrent immédiatement que le conducteur ne suit
pas la loi d'Ohm, mais que le courant tend vers un maximum con-
stant quand la force éleclromotrice devient suffisamment grande.

C'est la forme de courbe que Ton devait s'altendre à obtenir si Ton
regarde la conductibilité du gaz comme due à son ionisation dans la
flamme, c'est-à-dire le gaz qui passe près de Télectrodc isolée comme
contenant des ions chargés positivement et négativement. Si Télec-
trode est chargée positivement, les particules chargées négativement
sont attirées par elle et lui abandonnent leur charge, d'où résulte la
déperdition observée.

Soient :

V la mobilité d'un ion (vitesse dans le champ unité);

^ la vitesse du courant gazeux ascendant;

/ la longueur de l'électrode isolée chargée au potentiel V ;

fj le rayon de l'électrode ;

Ty le rayon du tube.

Les ions situés à une distance de l'axe inférieure à p seront dé-
chargés par l'électrode, p étant donné par

^ = J_ P'-^'iogil.

V' p V 2 " To

Par suite, si q désigne la charge portée par les ions d'un certain
signe contenus dans l'unité de volume, la quantité d'électricité aban-
donnée par unité de temps à l'électrode est

Le courant est donc proportionnel à la force électromotrice jusqu'à
ce que p = ri, quand toutes les particules ont cédé leur charge à
IVleclrode.

Nous avons négligé, dans ce calcul, la vitesse de recombinaison des
ions de signes contraires ; à mesure que l'on monte dans le tube, la
recomhinaison diminue la conductibilité, de sorte qu'une grande force
électromotrice, en déchargeant les ions plus tôt sur Télectrode, aug-
mente légèrement le courant; il en résulte que la courbe ne devient
pas parfaitement recliligne à partir du point où la force éleclromo-
InVe est suffisante pour décharger tous les ions avant qu'ils aient
dépassé l'électrode.

Dans ta courbe II, le courant maximum est atleini pour une force
élertromnlrice plus faible que pour I, parce que la vitesse du courant
gazeux, e-il moindre et que les particules chargées prennent plus de
temps à parcourir la longueur de l'électrode.

La courbe III i^fig- 2) se rapporte à une série d'expériences effec-

Fig. 1.

^^^

■^ \-

. ^

^ ^^

tuées en einplovaut un tube plus large (/■( = 4™) ^^'^^ une vitesse i^
supérieure à 100''' par seconde. On voit que, jusqu'au plus haut vol-
tage employé (a8o volts), le courant est sensiblement proportionnel à
la force électromotrice. D'un autre côté, avec un tube plus étroit et
une plus faible vitesse des particules ascendantes, le courant de satu-
ration a été atteint pour une force éleclniinotrice de quelques volts.

Si. au-dessus de l'éleclroile ^que nous désignerons par B), on
en place une autre C reliée à l'élerlroniùtre et cbargée à un potentiel
suftisammeni élevé pour donner le courant nia\inmni, el si l'on vient
à élever le potentiel de B, la vitesse de déperdition de C diminue
jusqu'à s'annuler, ce ipii a lieu quand le potentiel de B est asses
élevé pour donner le courant ina\iiiiuin. Dans ce cas, toutes les par-
ticules ont été déchargées avant de dépasser l'électrode B. el le gas,
au-4)essus de celle élertnide. a perdu toute conductibilité. La vitesse
de déperdition mavimum de B est la même, quel que soit le signe de
sa charfie. ce qui prouve que les charges totales d'électricité négative
et d'électricité |Htsili\e transportées par les ions soni égales.

On peut calculer la ipiantilé lot:de d'électricité portée par les ions

■ déterminé par unité de
ll.ounie. L ne élecliiide reliée à une

du i

>\tent de la

ajw

i de jSo unités C. G. S (y

SUR LA CONDt'CTIBILITÉ DBS GAZ CUAtDS EXTRAITS DES FLAMMES. SlJ

compris celle de l'éleclromètre) présentait une chute de potentiel de
5 volts par seconde, soit une perte de ^ d'unité électrostatique par
seconde. Le gaz était déchargé dans une section de S*"""' autour de
l'électrode, la vitesse du courant gazeux était 130*"" par seconde; la
chaîne par centimètre cube était donc g^^ d'unité électrostatique. Si
chaque particule chargée a la charge d'un atome, leur nombre est de
l'ordre de lo* par centimètre cube, c'esl-à-dire que le rapport du
nombre des ions au nombre des molécules est de l'ordre de lo"'^.
Ces nombres se rapportent au gaz situé en un point à i^*^'" environ
de la flamme ; plus près de la flamme, le nombre des atomes disso-
ciés est, naturellement, beaucoup plus grand, et ce nombre décroît
rapidement quand le gaz s'éloigne davantage de la flamme.

2. — Recombinaison des ions.

L'électrode est chargée à un potentiel assez élevé pour que tous les ions
soient déchargés bien avant d'avoir atteint l'extrémité supérieure de la ba-
guette. Celle-ci est descendue à ditférents niveaux dans le cylindre et, dans
chaque cas, la vitesse de déperdition mesure la conductibilité à un certain ni-
veau au-dessus de la flamme. En mesurant les températures et, par suite, les
vitesses relatives du courant «;:azeux, on peut exprimer la conductibilité en
fonction du temps écoulé depuis que le gaz a quitté la flamme. Les résultats
numériques s'accordent bien avec la formule

I I

n N

déduite de

— t n*

dt '

c'est-à-dire de l'hypothèse que le nombre de collisions par seconde est pro-
portionnel au carré du nombre des ions présents.

3. — Mobilité des ions.

On peut facilement déterminer la vitesse avec laquelle les ions
posilil^ et négatifs se déplacent dans un champ donné. La figure 3
représente l'appareil employé.

\ est un tube cylindrique de o*^'", 85 de rayon, avec deux électrodes
BetC placées l'une au-dessus de l'autre suivant l'axe du tube, ayant
toutes les deux 6*'~,5 de longueur et o*-'",2 de diamètre. Ces élec-
trodes sont isolées et supportées par des bouchons d'ébonite. Pour
fmpécher le dépôt d'humidité à la surface de l'ébonite de compro-

5i8

M* CLELLAND.

mettre l'isolemenl, on donne à ces bouchons la forme indiquée sur !
fi«:ure, de sorte que la surface isolante n'est pas exposée directeniei
au courant gazeux.

Un tube T met le cvlindre A en communication avec une trompe
eau P. La trompe est reliée par un tube en verre /:, comme Findiqu
la ligure, à un grand flacon de verre V, qui est muni en outre de deu

Fig. 3.

tubes a et 6, le premier dépassant à peine le bouchon, l'autre pion
géant jusqu'au fond du flacon. L'eau et l'air aspirés entrent par c, (
le robinet dont a est muni peut facilement être réglé de façon que 1
flacon reste à moitié plein d'eau, Teau s'échappant par 6 et l'air par £
On le maintient tel pendant une expérience; puis, en fermant a i
en déterminant le temps que le niveau de Teau dans \ met à descendr
de quelques centimètres, connaissant la section du flacon, on en d^
duil le volume d'air aspiré à travers A en un temps donné. Connai;;
sant la section de A et aussi la température en un point déterminé d
rintérieur de ce tube, on en déduit la vitesse du courant gazeux en c
point. La température est obtenue en enlevant le manchon d'ébonil
et en introduisant un thermomètre.

A est relié à la terre, C chargé à l'aide d'accumulateurs et la vitess
de déperdition mesurée comme précédemment. C est chargé à u
potentiel suffisamment élevé pour assurer la décharge complète d
gaz. La vitesse de déperdition de C est ainsi déterminée : i® quand
esl relié au sol ; 2° quand B est chargé à un potentiel tfel que la vitess
de déperdition de C soit à peu près diminuée de moitié. Ces deu
déterminations permettent de calculer la mobilité des particules chai

SUR LA CONDI'CTIBILITK DES GAZ CHAL'DS EXTHAITS DES FLAMMES. Sig

gées. Les ions de signe contraire à la charge de rélectrode B, contenus
dans une partie de la section du tube, sont déchargés par B; la sur-
face ainsi déchargée est donnée, comme on Fa vu, par

On peut déduire p de la vitesse de déperdition de C dans les deux
cas mentionnés; connaissant r', vitesse du courant gazeux, l'équation
précédente donne la mobilité i^ de l'ion.

Dans la pratique, V est choisi de façon à diminuer de moitié en-
viron la vitesse de déperdition de G. On peut vérifier la valeur de i',
ainsi calculée, en cherchant quelle valeur de V est juste suffisante
pour annuler la conductibilité au niveau de C.

Cette méthode a donné une mobilité de

o*",>, par seconde.

Ce nombre résulte d'un très grand nombre d'expériences concor-
dantes au Yq. La vitesse \>' a varié de i5*^'" à in*^"" par seconde, et le
potentiel V de Téleclrode B, de i à 4 volts.

Lue autre série de déterminations de la mobilité de l'ion a été
faite avec un tube de plus grand rayon (r, = 4*"")? et avec deux élec-
trodes, l'inférieure B ayant une longueur de 43*^'" et un rayon de o*^", 4»
La vitesse du courant d'air était mesurée à l'aide d'un anémomètre
adapté au tube. Une détermination de cette deuxième série a donné :

Déperdition de G :

200 divisions en ii secondes, quand B était au potentiel., o

WH) » i8 » » ..40 volts

Vitesse du courant d'air au niveau de B v' =. iti""" par sec.

Cela donne, pour la mobilité,

o*''",'2*2 par seconde.

L'accord entre les résultats des deux séries d'expériences est aussi
satisfaisant qu'on pouvait l'espérer, étant donnée la nature des expé-
riences.

Toutes ces déterminations de la mobilité des ions ont été faites
très peu de temps après que le gaz avait quitté la ilamine et alors que
sa température était d'environ 200" C. Ceci est important, ainsi que
des recherches ultérieures l'ont montré.

5'10 M* fXELLAXD.

Celte mobilité est très inférieure à celle trouvée pour les ions des
gaz rcrntgenisés ( ' >.

Si l'on refj^arde la charge de lion comme invariable, on doit sup-
poser que, dans le cas actuel, l'ion char*:é a groupé autour de lui
un certain nombre de molécules neutres qui augmentent sa masse,
sans accroître sa charge, diminuant ainsi sa mobilité. Nous n'avons
pas de données suffisantes pour déterminer la dimension de la par-
ticule chargée, même en admettant qu'elle porte la charge atomique,
car celte particule est si petite que les équations du mouvement vis-
queux ne s*appliquent pas.

i. — Diflérences de mobilités entre les ions des deux signes.

Quand on charge les deux électrodes B et C d'un certain signe, puis, dans
une autre expérience, du signe contraire, on trouve que la mobilité des ions
négatifs est environ i.i5, crlle des ions positifs étant prise pour unité.

Cette inégalité des mobilité> explique l'expérience suivante ( Lord Kelvin) :
Si Ton aspire le gaz qui vient de la flamme par un tube mis à la terre à travers
une boite métallique isolée, reliée à l'électrométre, et remplie d*un tampon
d'ouate peu serré, la boile prend une faible charge négative. Si, maintenant,
les gaz ont passé auprès dune électrode soumise à une force électromotrice
alternative ( insuffisante pour arrêter tous les ions), les ions négatifs qui vont
plus vite sont déchargés en plus grand nombre, et la boite se charge positi-
vement.

5. — Variations de la mobilité des ions.

La mobilité des ions, très peu altérée à petite distance de la flamme, décroît
très vite quand on s'éloigne des parties chaudes de la flamme. On aspire le
gaz à travers un tube où sont dispo»4écs plusieurs électrodes à différentes dis-
tances de la flamme. On détermine pour cluicune la mobilité des ions et la
température.

Dislance

Mobilité

de rexlrémité

centimètres

de la flamme.

Tel

mpérature.

par seconde.

u
'2'io

o/i3

lOo

o,-2i

i4 ô

io5

o,o4

Même résultat avec la flamme de CO substituée à celle du gaz d'éclairage. Il
semble donc qu'il y ait, dans les parties froides, condensation rapide sur l'ion
de quelque substance neutre qui n'est pas H*0.

(•) n(;TiiKnFoHD, Phil. Mag., novembre 1897, Mémoire traduit dans ce Recueil.

SUR LA CONDUCTIBILITÉ DES GAZ CHAIDS EXTRAITS DES FLAMMES. 521

6. — Décharges par les toiles métalliques fines.

Quand la vitesse que prend l'ion avec une certaine valeur du champ
électrique a diminué à quelque distance de la flamme, cet ion peut
traverser bien plus facilement une toile métallique sans être déchargé,
que si la toile était placée plus près de la flamme.

Dans une expérience, une électrode chargée, placée dans le tube
à 35*^'" environ de la flamme, perdait sa charge à raison de 5o divi-
sions de l'échelle en 3o secondes. Une toile métallique fine placée
dans le tube juste au-dessous de cette électrode, c'est-à-dire en un
point où la vitesse des ions était faible, diminuait à peine la vitesse
de déperdition. La même toile, placée à lo*^™ de la flamme, réduisait
la déperdition de la même électrode à 5o divisions en "jS secondes.

U en résulte même une difl'érence plus grande encore entre les
pouvoirs de décharge de la toile dans les deux positions que ne l'in-
diquent les nombres précédents, car, dans la seconde position, la
perte de conductibilité par recombinaison en montant dans le tube
est moindre que dans le premier cas.

Cette difl'érence s'explique par le fait suivant : lorsque l'ion a une
plus faible vitesse dans un champ électrique donné, le nombre des
ions qui viennent au contact de la toile métallique par difl^usion est
moins considérable. On peut montrer que, pour un tel gaz, enfermé
entre deux plans parallèles ou bien dans un cylindre, le rapport de
la conductibilité au temps / à la conductibilité initiale varie comme
e"*"', r désignant la mobilité de l'ion ( ' ).

Par suite, on voit que, si v est plus petit, le nombre d'ions dé-
charo;é5 par diffusion au contact des fils de la toile métallique est plus
faible.

Cl Voir TowNSEND, Phil. ,\fag., t. \LV, mai 1898.

U REi:i>llBL\AlNi> DES lOXS D4>S LES GAZ

A DflTElEVTtS PRESSIONS,

■. MOUUH.

fi :-* /•-■ -x. Vfi^i^»?, 1- UL iv#£-î, p. *S3 à 3o5.

[.or^qu'un caz a el»^ >-*umi> ^ Taction des ravons de Rœntgen, Tio-
nisatiiin qui <*v e>t pn^iuite >ub>i$te pendant un temps court après
la suppression de la source de radiations. Les ions positifs et négatifs
niellent un temps appréciable pour se recombiner mutuellement; et
dans certains cas, il est nécessaire de faire intervenir la loi suivant
laquelle ces ions disparaissent par recombinaison. Cette question de
la recoinhinaison a été étudiée par le professeur Rutherford (PhiL
.\fag,, novembre 1897 » pour Tair et quelques autres gaz à la pression
aliiiosphérique. Dans cette Note il indique que la loi suivant laquelle
les cenlres électrisês présents dans les gaz se recombinent à partir du
nioinenl où l'on a arrêté les ravons est donnée par Téquation

n étant le nombre d'ions par cenlimèlre cube dans le gaz un temps t
après que les rayons onl cessé d'agir, et a une constante pour un gaz
donné et à la pression atmosphérique. Si N est le nombre maximum
d'ions par centimètre cube quand le régime permanent est établi
avant la suppression du rayonnement, l'équation précédente donne
par intégration :

I 1
ri ) ~ = QLt.

n N

LA RECOMBINAISON DES IONS DANS LES GAZ. 523

Objet des recherches.

Les présentes recherches ont été entreprises sur les conseils du
professeur Rutherford dans le but de déterminer la loi de la recom-
binaisoii dans les g;az sous des pressions autres que la pression atmo-
sph*''ri<jue et de trouver la relation qui existe entre les valeurs de la
recombinaison à difl'érentes pressions. Leur objet était par conséquent
le suivant :

I" Vérifier si la loi de recoinbinaison, exprimée par Féquation (i),
est encore exacte pour Tair sous des pressions supérieures ou infé-
rieures à la pression atmosphérique ;

2 • Si elle est encore exacte, trouver la relation entre la valeur de a
à une pression donnée et sa valeur à une autre pression;
'.V' Déterminer a en valeur absolue.

I>ans ce but, la méthode employée par le professeur Rutherford
pour ses recherches antérieures fut adoptée en principe, mais l'appa-
reil était quelque peu différent en détail.

Pour étudier la loi, donnée par l'équation (2), il est nécessaire de
pouvoir mesurer le nombre maximum d'ions contenus dans un volume
donné de gaz quand le régime permanent est établi, et de pouvoir
aussi mesurer le nombre d'ions qui subsistent au bout d'un temps
donné après l'arrêt des rayons. Dans ce but, le dispositif suivant fut
adopté.

Description de l'appareil.

La disposition générale des appareils et des connexions est indiquée
dans le schéma (//^^. 1).

Le tube employé pour la production des rayons Rœntgen était un
tube focus automatique de la forme habituelle, avec régulateur à étin-
relles, alimenté par une grande bobine de Ruhmkorff. La bobine
fonctionnait à l'aide du courant d'un circuit de iio volts avec un
interrupteur Wehneit de basse fréquence en série. Pour augmenter
I intensité de la décharge dans le tube focus, un éclateur à étincelles
«1 environ i*''",5 de longueur était mis en série avec le tube sur le
secondaire de la bobine.

La bobine d'induction et le tube à rayons X étaient complètement
enfermés dans une petite caisse métallique reliée au sol et les rayons
sortaient par une petite ouverture percée dans une placjue de plomb
épaisse BB'. A faible distance en avant de cette plaque se trouvait une

aulrt* plaque <le plomb épaisse CC Les ravotis passaient à travers un
(>etîl orifice reclan){ulaire H pratiqué dans cetie plaque et pénétraieut

dan> un cvlindre de laiton à Iravers une fenêtre d'aluminium. Le
cvlindre. dont la figure u donne le détail, contenait les électrodes
entre lesquelles on mesurait le courant.

Cig.

■c'Sfe'arir

Le? électrodes étaient roiistiiuées par de très minces feuilles d'alu-
mîniuiu. leodues sur des anneaux de zinc étroits qui leur servaient
d« îupporl. Ces anneau\ étaient soutenus par des blocs d'ébonite
qui rl^irnl rigidement lises sur une armature métallique que l'on
]><:.utâit facilement enle\t'r du cvlindre. Ces feuilles minces, au
Di'ubre de onze, étaieni distantes d'en^iroa 3"'". Six d'entre elles,
c'i>l-*-dire les deux extrt-mes et les quatre autres de rang impair,
«-tàir-ui leliéf! ensemble et au lil terminal K, les cinq autres étant
«■lirrs - E .

LA RECOIIBINAISON DES IONS DANS LES GAZ. 525

Ce dispositif permettait d'ioniser un grand volume de gaz et
d'obtenir ainsi un effet plus intense que celui qu'on aurait pu ob-
tenir autrement, les électrodes étant cependant assez rapprochées
pour avoir le courant de saturation avec un voltage raisonnable. Tous
les ions pouvaient ainsi atteindre les électrodes en un temps très
court. Cette précaution était essentielle, car il était nécessaire que
tous les ions puissent atteindre les électrodes avant de disparaître
par recombinaison. Ln dispositif à anneau de garde fut essayé, mais
l'effet produit était si minime, qu'il était impossible de le mesurer et
il fut abandonné.

Les feuilles minces d'aluminium étaient employées, d'abord, parce
qu'étant très minces elles n'absorbaient sensiblement pas la radiation
et qu'ensuite le rayonnement secondaire produit à la surface du métal
est faible dans le cas de l'aluminium. L'épaisseur de la feuille em-
ployée n'était que de o*^"',ooo36

Le cylindre était construit de manière à pouvoir y faire le vide
par l'ajutage F et il était assez résistant pour supporter des pressions
intérieures considérables.

Pour déterminer le nombre maximum d'ions contenus dans un
volume donné du gaz, quand le régime permanent est établi, et le
nombre d'ions qui restent au bout d'un temps connu, il était néces-
saire de pouvoir établir la force électromotrice sur l'électrode E, soit
à rinstant même où les rayons cessent d'agir, soit un temps connu
après. Dans ce but, on employait la méthode suivante. L et L' étaient
deux interrupteurs pivotant en P et en P' et venant au contact de Q
et (y respectivement. Le circuit primaire de la bobine d'induction
était fermé par l'intermédiaire de rinternipteur L. l^e levier IJ était
relié au sol, Q' étant relié à l'électrode E et, à travers une grande
résistance R, à l'un des pôles d'une batterie de petits accumulateurs
dont l'autre pôle était au sol. La résistance R était en graphite et
d'environ i mégohm.

La résistance entre Q' et E étant excessivement petite par rapport
à R, si le levier L' est au contact de (^', les plateaux reliés à E seront
pratiquement au potentiel zéro, puisque U est au sol. Mais aussitôt
que le contact est rompu entre L' et Q', E sera porté instantanément
au potentiel de la batterie. Les contacts (j> et (V étaient coupés au
moyen d'un lourd pendule se déplaçant suivant x, y. Si les leviers
sont placés juste en face l'un de l'autre, la force électromotrice sera
appliquée sur E à l'instant même où les rayons seront arrêtés; s'ils
sont écartés l'un de l'autre dans la direction xy la force électro-

5^6 M* CLUNG.

motrice est appliquée un temps connu après l'arrêt des rayons. On
pouvait faire varier cet intervalle de temps en faisant varier la dis-
tance des leviers L et IJ,

Le temps mis par le pendule pour aller d'un interrupteur à l'autre
était déterminé d'après l'étalonnage du pendule. Cet étalonnage était
fait en Hi^ant au pendule une plaque de verre enduite de noir de
fumée sur laquelle on enregistrait les vibrations d'un diapason de
fréquence connue. Par ce moyen on pouvait calculer le temps mis
par le pendule pour passer d'un point à un autre. L'électrode E' était
reliée par l'intermédiaire d'une clef convenable K à l'une des paires
de quadrants de l'électromètre dont l'autre paire de quadrants était
au sol.

Méthode d'obserration.

La méthode d'observation, pour la détermination des valeurs de N
et n de l'équation (2), était la suivante. On fermait le circuit de la
bobine d'induction et l'on faisait passer les rayons dans le cylindre
pendant environ 10 secondes, pour que Tionisation atteigne son
maximum (ce point fut étudié en faisant fonctionner le tube pendant
plus longtemps avant d'appliquer la force éleclroniotrice et l'on
trouva qu'une dizaine de secondes était grandement suffisante pour
que l'ionisation ait atteint son maximum). Le pendule, alors aban-
donné, arrêtait le rayonnement et appliquait la force électro motrice
sur E en coupant les contacts. Pendant tout ce temps, les deux paires
de quadrants de l'électromètre étaient au sol. Pour éviter le dépla-
cement violent de l'aiguille de l'électromètre qui se produirait par
suite de l'induction si la paire de quadrants reliée à E' était isolée
avant l'application de la force électromotrice sur E, la connexion
entre l'électromètre et E' était coupée au moyeu de la clef K, jusqu'à
ce que l'on ait replacé le levier IJ sur Q', ce que l'on faisait immé-
diatement après le passage du pendule. La charge communiquée aux
plateaux reliés à E' par les ions qui y sont arrivés au moment de
l'application de la force électromotrice sur E, passait en partie sur
l'électromètre au moment de la fermeture de la clef K. La déviation
de l'aiguille était alors proportionnelle au nombre d'ions contenus
dans le gaz compris entre les électrodes au moment de l'application
de la force électromotrice sur E, si cette force éleclroraotrice était
suffisante pour produire la saturation. Le champ employé dans la
plupart des mesures était d'environ 1 10 volts par centimètre.

Une des grandes difficultés rencontrées dans ces recherches était

LA RECOIIBINAISON DES IONS DANS LES GAZ. b'I'J

due au manque de constance de Tinlensité de la radiation émise par
le lube. Pour obvier, dans une certaine mesure, à cet inconvénient
lorsqu'on faisait une série d'observations, on faisait fonctionner le
lube à intervalles réguliers aussi éloignés que possible. D'un autre
côté, au lieu de ne se contenter que d'une seule détermination dans
chaque cas, on en faisait plusieurs et Ton prenait la moyenne. Pen-
dant toutes ces recherches, ce système de moyennes fut adopté.

Considérations théoriques.

tin tenant compte de la divergence du faisceau de rayons X et de la dimi-
nution d'intensité en raison inverse du carré de la distance, l'auteur arrive à

l'équation

':> « = K§.

qui permet de déterminer la constante a en valeur absolue, connaissant le
nombre total Q d'ions produits par seconde par la radiation et le nombre
total N d'ions contenus dans le même volume du gaz, quand le régime per-
manent est atteint. K est une constante dépendant des dimensions et de la
position de l'appareil

/étant la distance des plateaux extrêmes: A| la surface de l'intersection du
cône de rayons par le plateau antérieur et d la distance de ce plateau à la
source.

Vérification expérimentale de la loi de recombinaison.
La loi donnée par l'équation (2) a été vérifiée de 3"'"' à o""\ I25.

Relation entre 2 et la pression.

Nous avons maintenant à chercher la relation entre la valeur de la
quantité a à une pression donnée et sa valeur à d'autres pressions;
en d'autres termes, nous avons à voir si le coefficient de recombi-
naison est constant ou varie avec la pression.

Pour surmonter la difficulté qui provient de variations dans l'in-
tensilë de la radiation, qui peuvent se produire pendant une série
d'observations à différentes pressions, la méthode suivante a été
adoptée :

Choisissant pour un moment deux valeurs de la pression, des séries

5^8 M* ax!(€.

d ob>er%atioai>oot «^te toiles ^It^rnalivement pour ces deux pressions,
el, prenant U moTeone des valeurs obtenues pour Tune des pres-
sions, je l'ai rompante a%ec la morenne de celles obtenues pour
l'autre. Par ce moTen. il était passible de comparer la valeur de a
pour des pressions variées a%ec celle qui correspond à la pression
atmosphérique.

Soient x, la valeur de ce coefficient pour Tair à la pression atmo-
sphérique et z^ sa \aleur pour une autre pression, on a alors

a - K ^» i^l a - K ^'

Qi, \| et Qj. Nj étant les valeurs correspondantes de Q et de N.
On en tire

ai ^Q. Nj

En comparant les valeurs de 2 au moyen de cette formule, ce coef-
ficient se montra non seulement constant pour une pression donnée,
mais encore comme conservant la même valeur aux différentes pres-
sions. En d'autres termes, le coefficient de recombinaison est indé-
pendant de la pression (*)• La valeur de a, pour plusieurs pressions,
est donnée par rapport à la pression atmosphérique dans le Tableau
ci-dessous.

Dans ce Tableau, ai est la valeur de a pour la pression atmosphé-
rique; 7.2 sa valeur à la pression considérée.

Les nombres donnés dans la dernière colonne n'indiquent pas une
constance absolue de la valeur de a aux différentes pressions, mais
leur différence avec l'unité est bien, dans chaque cas, comprise dans
les limites de l'erreur expérimentale, si l'on tient compte des diverses
causes d'erreurs qui s'introduisent dans les résultats. N étant élevé
au carré, une petite erreur se trouve par suite amplifiée :

('■j Voir Mémoires Langevin.

LA RBCOMBINAISON DES IONS DANS LBS GAZ. 629

Déviation pour

Pression. N. Q. 04*

atra
» 121,0 34,4 )

3 193,0 79,7 i ''"^^

> 67.9 «6,6 ) ^ ^g^

2,5 ic»3,2 35,5 ( '

« 70,4 i5,2 j

•2 96,0 26,5 ^ '

1 128,6 38,2 )

1,3 «48,7 49i4 ) '

1 110,0 29,3 )

0,5 93, D 20,7 \

1 70,0 23,5 )

0,2^ 43,3 9,0 \

1 61,9 ^"^',7 )

- 1,029

o,»aD 29,9 J,7 \

Ces séries d^observations n'ont pas toutes été faites au même
moment; plusieurs observations ont été faites en des jours différents,
s'étendant sur une période d'environ 2 semaines, et la comparaison
a été faite dans chaque cas avec de l'air à la pression atmosphérique,
de sorte qu'elles ne représentent pas une seule série de valeurs.

Nous voyons donc que, non seulement la même loi de recombi-
naison des ions dans l'air est valable aux. différentes pressions, mais
que la valeur du coefficient de recombinaison est indépendante de la
pression de l'air dans lequel l'ionisation se produit. Par conséquent,
si la valeur de a esl déterminée pour l'air à la pression atmosphérique,
elle esl aussi bien déterminée pour l'air à toute autre pression.

Détermination de a en valeur absolue.

Nous allons maintenant déterminer ce coefficient de recombi-
naisun en valeur absolue. Puisque la valeur de a est la même aux
différentes pressions, il suffit de la déterminer pour une seule
pre^sion; la pression atmosphérique a été choisie pour la détermi-
natirm indiquée ci-dessous. Un nombre considérable de détermi-
nations absolues, qu'il n'est pas nécessaire de reproduire ici, ont été
faites également à d'autres pressions.

Se reportant à l'équation (-j), on voit qu'il est nécessaire de déter-
miner en valeur absolue les trois quantités K, Q et N pour déter-
S. P. 34

53o a* cLi^G.

miner a. K est ane ronflante dépendant uniquement des dimensions
et de la position de l'appareil. O e>t le nombre total d'ions produits
dans le volume du faisceau conique de ravons compris entre les élec-
trodes extrêmes et est proportionnel à la dé\iation de Télectromètre
par seconde. N est le nombre loial d'ions contenus dans le même
volume à l'instant où les ravons cessent d'agir et est proportionnel à
la déviation permanente de l'électromètre. K est donné par la formule

dans laquelle /, .\| et d représentent les dimensions indiquées et qui

ont pour valeur :

/ = 20 cm-s,

d = 25,07 cm-s,

H étant la surface de l'orifice percé dans la plaque de plomb à travers
lequel passent les rayons avant d'arriver dans le cylindre et h sa dis-
lance À la source.

A|= \ X 7,»4

19,07

D'où

\ 5o,i4/
= 47^,9-

Si «/| e$l la déviation de Taiguille de Télectrométre par seconde,
due À l'arrivée des ions sur les électrodes; S, la déviation due à un
élément étalon Clark; et r|, la capacité en microfarads de l'électro-
«iflre« ctnmexious, otc, la quantité d'électricité qui passe entre les
éledrcnles j>*r seconde est égale à

¥ix i^rM «"i » .....

-^ X X -r X i X lo* unîtes electix>$utiQues.

Mai^U quanlilé dVIcctricitc est égale au pn>duil du nombre d'ions
IMO- la charge d'un ion. Soit 1> le uombrt^ d'ions et e la charge d'un

<^4^^ . *\
> "\
««a

. X --" " X ; X ^ X io»= Q«

V> - ç' X ^ ^ X ^ X 5,

LA RECOMBINAISON DES IONS DANS LES GAZ. 53 1

La valeur de N peut se déterminer par la même formule en substi-
tuant d^ à d^ pour la déviation correspondant à N et c'.j à C| pour la
capacité du circuit. Substituant les valeurs moyennes des quantités
observées expérimentalement, c'est-à-dire :

dx = '24,07 divisions de l'échelle,
S = 93,2 »

Cl = o,oo38o m. f.,

nous obtenons

^ 24,07 1434 o.oo38

Q = , ^ X -^^-^ X X 3

9i,'2 i e

422

t X 10*

D'autre part,

^, = 104,5 divisions de réchelle,

Cl = 0,00016 m. f.,

_, io4,5 1434 0,00016

N = ^^ X — ^— ^ X —2 X 3

D'où

93,

'2 I

- y^

e X

10*

Q -^

NÎ-7''

076

X t

= 478,9

,0768

= 3384 e.

Cette valeur de a représente la valeur moyenne d'un certain nombre
de déterminations.

Si nous substituons à e la valeur obtenue par le professeur J.-J.
Thomsou, c'est-à-dire 6, 5 x io~'"('), adevient alors égal à 2,20 x io~'.

Cette valeur du coefficient de recombinaison concorde très bien
avec celui qu'a obtenu le professeur Townsend pour les gaz à la pres-
sion atmosphérique {Phit, Trans,, t. CXCIII, 1899) par une mé-
thode entièrement différente. Cette méthode consistait à faire passer
un courant d'air ioTnisé dans un tube contenant une électrode isolée
reliée à un électromètre. En prenant les déviations pour différentes
positions de l'électrode le long du tube, il était possible de déter-
miner la loi suivant laquelle le nombre des ions diminuait par suite

(') Mole du traducteur. Cette valeur est deux fois trop grande. Des mesures plus
récentes ont donné 3,4 x lo"** {^voir Mémoire J.-J. Thomson).

537 M* ctr?fG. — LA BEcoainL%iso?( des krïs dans les gaz.

(le la recombinaison. Dan> cette Note, il donne la valeur 342oe. L^ac-
oord entre ces deux déterminations est remarquable, eu égard à la
diversité des méthodes employées par le professeur Townsend et moi.
La valeur de a, qui a été obtenue par cette détermination pour Tair
à la pression atmosphérique, peut être considérée comme la valeur du
coefficient de recombinaison pour Tair à toute autre pression, au
moins entre les limites o. lao et 3**". puisqu'on a vu dans la première
partie de cette Note que 2 est indépendant de la pression de Pair.

I/auteur indique ensuite cumment il a déterminé !es capacités Cf et Cj. La
mesure de Q se faisait avec une capacité M en dérivation, la vitesse de l'ai-
guille étant trop grande sans lui. On le supprimait pour la détermination
de N.

Les mesures effectuées sur rhvdrogène et le gaz carbonique, pour des pres-
sions inférieures à la pression atmosphérique, ont donné les mêmes résultats
généraux avec

a = 3492 X e = '2,9.7 X 'o~* P^"** C^*
et

a = 2938 X £ = 1 ,91 X 10-* pour H*.

Pour toutes ces déterminations, le gaz introduit dans Tappareil était des-
séché sur Ca Cl' et filtré sur du coton : le professeur Rutherford ayant
montré précédemment que les ions disparaissent beaucoup plus vite dans un
gaz contenant des poussières, par suite de leur diffusion vers elles.

Résnmé des résultats.

Les résultats obtenus dans ces recherches peuvent se résumer
comme il suit :

^ I ). La loi suivant laquelle les ions se recombinent dans Tair

ionisé est la même, savoir -7- = — a/i^, quelle que soit la pression

du gai « au moins entre les limites de 0,1 ^o et 3^'"'.

^i'k. Le coefficient de recombinaison des ions dans l'air est indé-
pendant de la pression, dans les mêmes limites que ci-dessus.

\3 », La valeur absolue de ce coefficient a été déterminée et trou\ée
ê;:mie à 3384t* ou, en substituant la charge d'un ion, à 2,20 x lo""*.

^-Ii. LMivdn>g:ène el facitle carboiii(|ue ont été aussi examinés et
la même loi de recombinaison fut trouvée valable comme pour Fair.

y^o '. l-a détermination du coeftîcienl pour facide carbonique
« montrt^ qu*il est pratiquement le même que pour fair, tandis que
ce coetlîcJent pour rhvdrt>j*ène nest en\iron que les 87 pour 100
€k <>elui de fair.

EFFETS DE LA TEMPÉRATURE SUR L'IONISATION

PRODUITE DANS LES GAZ

PAR LES RAYONS DE RÔNTGEN,

Par R.-K. M« CLUNG.
Résumé, par P. LU60L.

Philosophical Magazine, 6* série, 1904» t. VII, p. 81-95.

Ou a mesuré à différentes lempératures la vitesse de déperdition de
l'électricité enlre deux électrodes ou deux groupes d'électrodes conte,-
Dant entre elles le gaz ionisé. L'air a été étudié à pression constante,
et à volume constant.

Expériences sur l'air à pression constante. — Les électrodes étaient
disposées dans une caisse métallique communiquant librement avec
l'espace ambiant, munie de thermomètres, et placée au centre d'une
étuve à air chaud. L'une d'elles était reliée à l'une des paires de qua-
drants d'un électromètre de Dolezalek, l'autre à une batterie d'accu-
mulateurs donnant un champ suffisant pour extraire les ions avant
qu'ils aient eu le temps de se recombiner; la déviation acquise par
Télectromètre au bout d'un temps toujours le même, à différentes
températures, était prise pour mesure de l'ionisation correspondante;
la constance de la source ionisante était éprouvée immédiatement
après chaque lecture au moyen d'un jeu d'électrodes auxiliaires en
dérivation sur la batterie et l'électromètre (disposition analogue à
celle de la figure). Des expériences faites à températures croissantes
et à températures décroissantes ont donné le même résultat.

L'ionisation d'un gaz par unité de volume étant proportionnelle à
sa pression ( * ), on a dû faire la correction nécessitée par la variation

( ' ) PsRRiN, Ann. de Chim. et de Phys., 7» série, t. IX, 1897, p. 496.— Rutherford
et M* Clung, Phil. Trans., t. CXCVI, 1901. — Ce Vol. p. 565.

> la densité avec la lernjiérature, [luisque l'appareil eommuniquail
liremeot a\ec t'ext/TJciir. L'ionisalioii ainsi corrigée s'est montrée
idëpendanle de la tein|>i'Tati)n>, eoinine l'indiqueat les nombres

• corrigée

erapérature en cenlit;rA(iv<i

C'est donc seulement le (^liiiiiKeinent de densité qui affecte
Ionisation.

Expérieiic«a i densité constante. On mesure l'ionisation d'une
lasse d'air enfermée ilans un récijticnl éuniclie, el dont on main-
ent la densité cnnsUiiilu; duns ces conditions, c'est tiniquemenl la
iriation de tempéralure qui peut iiilluer sur l'ionisation. La figure
îprésenle l'appareil employé.

, nlmdre dr lanoa chaaK par va (varant rlcv-tn^ut. i|ui |u$w .laa* «bt spirale
Je «adIcHMWt «anialr» a«luiir da cvlin'lrr ri «rp^rrr .ir lui (str hm i.'ilr d'aoïMnir :
Ir fe^. la tab«t D. D'. rt U j<>wr FF 9»al br.>srsL <ur F rsl b.-iih>aUK« ase pl«qae
^atmmiaimm «r i^- .f^»i»<ar, aviarw * ,-- rn >*>a .-valt» (.tar Uisvi paM^^e
BBx nja** nsaipa. EC vlcctiuln <tr \»H\it tït'ln^. t~ nt ■■bbk' •!'«■ aaaraa de
a >al; I. rlMIiwtrs tir r^alrv^tr. tVrwrv"' cki^vac o une
t 4'alBwatBB tt«dac ïar an >-«1r .tr •~Bi>rT^ \\. latrrrtti trur:
ÇIS. awaoMtti* a acnarr d»:i*r > Mnairr la wmprrat jc.^ ju jai ^ W aiv«a« Q

BPFET8 DK LA TKMPKRATt'RE SUR L*10MSAT10N. 535

On laisse fonctionner Tampoule pendant un nombre déterminé de
secondes, de manière que Fionisation arrive à un état constant, Ë eti
étant au sol ; on isole alors en même temps E et I et Ton enlève W,
puis on laisse passer les rayons pendant un temps donné; les élec-
trodes E et I se chargent ensemble pendant le même temps; on lit la
déviation de l'électromètre correspondant à la charge de E, puis on
décharge les quadrants de Télectromètre, on les isole de nouveau et
Ton met de suite W en place pour mesurer la charge de I, qui sert
de contrôle pour la constance des rayons pendant la durée d^une
mesure faite avec le cylindre A.

On a examiné Tair, le gaz carbonique et l'hydrogène, en opérant
soit par températures croissantes, soit par températures décroissantes ;
les résultats ont été les mêmes dans les deux cas. Avec l'hydrogène
ils sont moins bons qu'avec les autres gaz, tant à cause de l'impossi-
bililé de rendre l'appareil tout à fait étanche pour lui, que de sa
faible ionisation.

Air.

CO*

lonisaiion.

ConlrAle.

Dé%'iatiun corresp.

Déviation corresp.

Température

à la charge de E.

à la

1 charge de I.

en centigrades.

1 00,^

27,0

201

l 86,5

3o,3

l52

' 82,8

9"" ""

118

] 85,8

3i,5

«7

f «o,4

28,5

' 83, -A

28,5

( 8",»

•^-4,9

222

«4,4

23, 1

182

1 82,0

2'J,2

t4<>

\ 79,1

24,6

108

/ 83,8

26 , 2

«9

' 87,1

2">,3

1 «9

'^99

226 (approx.;

9fi

29)

187

1 88

302

i48

7«,9

3o4

1 12

79,9

295

6r,,7

284

Ces nombres montrent que l'ionisation produite par les rayons
R<'»ntgen dans un gaz dont le volume et la densité restent constants
est indépendante de la température. Perrin [loc. cil,)^ en employant
une méthode de zéro, a trouvé que l'ionisation d'un gaz dont la
pression restait constante n'éprouvait aucune variation entre — 12"

536 M* CLL'NG. — EFFETS DE LA TEMPÉRATURE SUR l'iONISATION.

et 148", et en a conclu que Tionisation à densité constante est pro-
portionnelle à la température absolue, puisque la densité varie en
raison inverse de la température absolue. Il indique cependant que le
récipient chauffé paraissait moins ionisé aux températures élevées,
mais attribue Teffet à une autre cause que sa cause réelle, la diminu-
tion de densité. Il est probable que son appareil n^était pas assez
sensible pour accuser Tallération de Tionisation. L' électromètre
employé dans les expériences actuelles donnait 2000 divisions pour
une différence de potentiel de i''"** entre les quadrants, et permettait
par conséquent de découvrir facilement le moindre changement dans
la valeur de Tionisation.

SUR L'EFFET HALL DANS LES GAZ DE LA FLAMME,

Par Erigh MARX.
Traduit de rtUemtnd par H. BUISSON.

Physikalische Zeitachrift, t. II, 1901, p. /»i2.

L'hypothèse conveclive de la conductibilité métallique, qui fournit
une représentation simple du phénomène de Hall dans les métaux
à l'aide des forces pondéromotrices, a conduit plusieurs observateurs
à demander au phénomène de Hall, dans un cas bien établi de con-
duction par convection, la vérification expérimentale de la relation
qui existe entre les mobilités des ions positifs et négatifs, m, c, l'inten-

sué du champ magnétique H, le gradient de potentiel - et le champ

e
z
Cetle relation est

résultant, -» perpendiculaire au champ primaire.

z I u

TT = consi. =

T H '1

Avec les solutions aqueuses, il n'est pas possible de vérifier celte
'onnule^ parce que l'efi'et obtenu est à la limite des observations.

Pour les gaz, Boitzmann (*) a donné une preuve qualitative; mais
quantitativement ce n'est possible, par suite de l'ignorance de la
relation entre la mobilité et le champ, que si celui-ci est très faible,
<^ar, pour de plus grandes chutes de potentiel, la proportionnalité
entre la vitesse et la force n'a plus lieu, à cause de la faible valeur du
frottement interne des gaz. Mais alors, si l'on ne prend qu'une petite
force électromotrice,

•2 X

(')!.. BoLTZMANN, Wied. Ann., t. XXXI, 1887, p. 789.

538 KRICH MARX.

qui est le champ secondaire, est si petit dans les ^az, qu'on est de
nouveau à la limite de ce qu'on peut observer.

Les conditions sont beaucoup plus favorables pour une vérification
quantitative de la relation citce plus haut, avec les gaz de la flamme.
Dans ce cas, à cause de l'élévation de la température et par suite du
frottement intérieur, on peut espérer qu'il y a proportionnalité entre
la vitesse et la force, même avec une chute de potentiel de loo volts
par centimètre (*). On a de plus la possibilité d'étudier l'eflet avec
différents sels, en pulvérisant leurs dissolutions.

Les valeurs des mobilités peuvent se mesurer par une méthode
donnée par Wilson (^).

Par suite de la brièveté de cette communication, ce qui concerne
l'arrangement expérimental est renvoyé au travail décrit dans les
Annalen,

L'anode doit être maintenue plus froide que la cathode, à cause de
la dissociation superficielle, qui croît beaucoup avec la température;
et, par suite de la faible mobilité des ions positifs par rapport aux
ions négatifs, il faut maintenir une forte chute de potentiel, pour avoir
un excès d'ions négatifs pénétrant dans le volume de la flamme. A ce
méuie but, l'élimination d'électricité positive du volume de la flamme,
était utilisée la répartition inégale des grandeurs absolues du potentiel
entre les deux électrodes, la batterie étant partagée en 4-12 et
— 63 éléments Clark, par une mise à la terre. L'influence d'une telle
prise de terre, qui ne se fait pas sentir pour les électrolytes, peut se
montrer facilement par la modification du gradient.

Une circonstance qui facilite beaucoup la mesure quantitative de
l'effet Hall consiste en ceci, qu'avec la faible variation de la tempé-
rature de l'anode, la chute de potentiel reste constante, bien que le
potentiel varie notablement autour des électrodes (').

L'auteur montre maintenant, à l'aide de résultats, que le coefficient

de rotation

est indépendant de la variation, de l'intensité du champ magnétique,

( ' ) E. Marx, Ann. der Physik, l. II, 1900, p. 7K3.

(') H. -A. W1L8ON, Phit. Trans. Boy. Soc, London, avril 1899.

(^) Marx, loc. cit., p. 807.

SUR L*EPPËT HALL DANS LES GAZ DE LA PLAMIIE. SSç)

de la chute de potentiel et de la distance des électrodes. Il indique

ensuite rapidement comment l'effet Hall dépend de la concentration

saline de la flamme; il montre que, lorsqu'il y a hydrolyse dans la

flamme, on peut conclure, aussi bien de la chute de potentiel dans la

flamme pure comparée à celle qu'on observe dans la flamme colorée,

que de la formule qui donne la façon dont le coefficient de rotation

dépend de la concentration, que la mobilité des charges positi\es

dans la flamme pure est notablement plus faible que celle des ions

positifs dans les flammes colorées par des sels alcalins.

On peut alors comparer les nombres obtenus comme coefficients
de rotation avec une différence de potentiel de ^5 éléments Clark,
avec ceux qu'on calcule d'après les valeurs des mobilités, si l'on
montre qu'il n'y avait pas accélération des ions. T^es chutes de
potentiel qui existent aux électrodes en conséquence du courant de
saturation sont telles que la limite calculée de lo volts par millimètre
est dépassée; la valeur des accélérations des ions qui en résulte peut
s'obtenir en employant une force électromotrice assez faible pour que
cette limite de loo volts par centimètre ne soit pas atteinte aux
électrodes. Une telle mesure est très difficile et ne peut s'exécuter
qu'avec beaucoup de fatigue et de précautions, en augmentant la sen-
sibilité des instruments de mesure; on en déduit ensuite la correc-
tion à apporter aux valeurs obtenues avec les plus fortes différences
de potentiel. Les nombres ainsi corrigés sont de même ordre de gran-
deur, mais une fois et demie plus grands que ceux qu'on calcule d'après
les mobilités.

Cette différence n'est due qu'en partie aux erreurs d'observations;
en partie elle est réellement attribuable au faible degré de dissociation
dans la flamme ('). Le sens et la grandeur de Teflet Hall dans les
vapeurs salines qui conduisent électrolytiquement peuvent aussi se
calculer d'après l'action pondéromotrice sur les ions en mouvemenl ;
dans le cas souvent traité de l'efl'etHall dans les électrolytes, il résulta;
qu'il ne pourra jamais être apprécié quantitativement, parce que TeH'ct
auquel on doit s'attendre est environ un million de fois plus petit.
L'auteur arrive ensuite à la réciproque de l'eH'et, dont il a déjà été
question dans ce recueil (^), et mentionne brièvement une règle em-
pirique qui en résulte pour l'efl'et Hall dans les sels alcalins.

(') !jk. cit., p. 821 Pi Arrhenius, Wied. Ann.. t. XLII, 1891, p. 66.
(') E. Marx, Phys. Zeitschr.j t. I, 1900, p. 374.

DE L'IONISATION THERMIQUE DES VAPEURS SALINES,

Par m. g. MOREAU,

Professeur de Physique à la Faculté des Sciences de rUoiTersité de Rennes.

A. — Ionisation à hante température. Hammes saléei.

L n champ électrique est établi entre les électrodes d'un condensa-
sateur plan en platine, plongé dans la flamme très chaude d'un bec
Bunsen, et Ton note au galvanomètre le courant pour une diflerence
de potentiel V. Lorsqu^on charge la flamme de vapeurs salines, par
piil\érisation d'une solution de concentration connue (procédé Gouy)
on obser\e un accroissement considérable de conductibilité avec un
sel alcalin. Les autres sels, y compris les sels ammoniacaux, la
vapeur d*eau, les solutions acides ne fournissent pas de conductibilité
régulière ou supérieure à celle d'une flamme pure.

1. Pour une flamme de concentration fixe, le courant I dû à la va-
peur, augmente avec V, jusqu'à un courant limite lo dont l'intensité
varie peu avec le radical acide du sel et beaucoup avec le métal.
L'ordre de conduction décroissante est ciesium, rubidium, potas-
sium, sodium, lithium, thallium.

2. Pour la même vapeur le courant limite croît sensiblement comme
la racine carrée de la concentration de la flamme. ( Loi d'Arrhénius :
tf'ied. Ann,^ 1891.')

L'analogie des courbes de conductibilité d\ine flamme salée avec
celle d'un gaz ionisé est évidente et conduit à attribuer le phénomène
à l'ionisation du sel dans le corps de la flamme, c'est-à-dire à la for-
mation de centres chargés constituant des ions positifs et négatifs qui
se déplacent dans le champ électrique et déchargent les électrodes.

— L'un des caractères de ces ions est leur mobilité on
la \ites>e qu'ils acquièrent en vertu de leur charge dans un champ
électrique de i volt par centimèlrt\

J'ai mesuré ces mobilités par un procédé détaillé ailleurs {Annales

DE l'ionisation THERMIQUE DKS VAPEURS SALINES. 54 1

de Chimie et de Physique^ septembre iQoS), et dont voici le prin-
cipe :

Deux flammes A et B d'égales dimensions {fig>) brûlent côte
à cote en se frôlant légèrement suivant la majeure partie de leur hau-
teur S. Elles sont réglées de façon que leurs filets gazeux ont même

F. pure \ F.MJé*

a' î

I
I
I
I
I

•—-I
a C\à

I
I
I

vitesse linéaire v\ A est pure, B chargée de vapeurs salines. Le con-
densateur plan a une électrode aa' dans A et Tautre 6 dans B. Le cou-
rant I ne s*établira entre ces électrodes que si le champ électrique X
peut infléchir suffisamment les trajectoires des ions de B pour qu'ils
viennent toucher aa' . La courbe I = /(X) sera ainsi décalée parallèle-
ment à l'axe des X, d'une longueur Xo qui représente le champ mini-
mum, nécessaire à l'établissement du courant. L'observation de Xq
fournit la mobilité k par la formule (i)

^r dv aC = d,

ok aa = o.

V oici les résultats pour les sels de potassium et de sodium :

1. A concentration moléculaire égale, la mobilité kt de Vion néga-
tif est indépendante du radical acide du sel. Elle varie avec le métal
en raison inverse de la racine carrée de son poids atomique. Pour la
même vapeur, elle augmente notablement quand la concentration
diminue.

Exemple :

Concentration de la solution vaporisée }
en molécules-litre (

, . . \ Sels de potassium.

A:} en centimètres. ^ ^ ■ j ••

( Sels de sodium.. .

2. La mobilité Xr^ de Vion positif est indépendante de la concentra-
lion et de la nature du sel. Elle est égale à Ho'''".

Les vitesses k^ et A"2 sont très supérieures aux mobilités des gaz
ionisés parles rayons deRcintgen; pour l'air, à température ordinaire

25«

66o

785

99^

1180

i320

8oo

io4o

1280

54'^ G. MORKAU.

et SOUS pression normale, on trouve i'^'",7 et i^'",4« Les aggloméra-
tions qui constituent les ions d'une flamme sont donc plus faibles. II
est difficile de se rendre compte de leur grosseur, c'est-à-dire d'éva-
luer le nombre des molécules maintenues par attraction électrosta-
tique autour du centre chargé, sans connaître leur coefficient de
dillusion. Les calculs qu'on peut faire sont donc très approximatifs.
En supposant avec J.osclimidt que le coefficient de diffusion varie
comme le carré de la température absolue et en partant des valeurs
observées pour celui-ci à température ordinaire pour les gaz, on
trouve que Tion négatif est une fraction de Fatome du métal plus
petite que l'atome d'hydrogène, et variable avec la concentration.
L'ion positif est comparable à une molécule du sel et par suite d'une
grosseur assez peu diflerente d'un sel à l'autre. Dans cet hypothèse et
au point de vue de la masse, ils seraient intermédiaires entre les ions
des gaz ordinaires et les corpuscules de Thomson.

Effet Hall. — Si un champ magnétique H agit transversalement sur
les ions en mouvement dans un champ électrique x, une force élec-
tromotrice Z, perpendiculaire au plan :rH, est produite et le coeffi-

eient R= — ^ de cet effet Hall a pour valeur {Mémoire cite plus
haut)

où P est un coefficient compris entre i et \.

Le phénomène de Hall a été observé dans les flammes salées par
Marx {Drude*s Annal., Il, 1900). Les nombres qu'il fournit pour R
■concordent bien avec les valeurs précédentes des mobilités. Les
variations de ce coefficient avec la concentration sont expliquées par

•celles de kx ainsi que la relation R^//?i = const., où m est le poids
atomique du métal que Marx a trouvé, puisque mes expériences

établissent k \hn = const.

B. — Ionisation à température peu élevée.

Les propriétés conductrices d'une vapeur saline n'exigent pas for-
cément la haute température d'une flamme pour apparaître. Je les ai
<'tudiées à des températures moins élevées par le procédé suivant :

Le courant d'air d'une trompe à eau traverse une solution aqueuse
^Tun sel, une colonne desséchante surmontée d'ouate qui arrête les
gouttelettes d'eau et les poussières, un tube de porcelaine chautTé au

DB l'ionisation THERMIQUE DKS VAPEt'HS SAtINKS. 543

rouge, un condensateur cylindrique, relié à un électromètre Curie, par
son armature externe, pendant que Télectrode centrale esta un poten-
tiel V : la charge reçue en une seconde par Télectromètre donne le
courant I qui traverse le courant d'air salé.

En éloignant le condensateur de la région chaurtée, on observe,
avec les sets alcalins et les sels He calcium, un courant encore notable
si Tair est refroidi à ^o". Les autres sels, dont les sels ammoniacaux,
l'eau, les acides ne donnent rien de net.

J'ai étudié jusqu'ici les sels de potassium et voici les résultats
obtenus, qui présentent une grande analogie avec ceux des flammes :
\ concentration constante delà solution, I augmente avec le poten-
tiel V, jusqu'à la valeur limite de saturation \q et suivant la formule
de Langevin

b) lL=log(.+ ïiï)

où V est une constante.

Le courant limite Iq dépend du métal et du radical acide du sel.
H croît comme la racine carrée de la concentration de la solution.

Voici la densité N des centres chargés, observée à 20*^™ de la région
chauffée (1000®). La température du courant d'air est 140" et la con-
centration de la solution ~ molécule-litre. On a pris pour charge
de l'ion e = 4 X io~'«

Kl KCI KBr KAzO^ KOH NaCI

N= |.io* 3,4.10* 2,6.10* '2.10* 9.10' 3.10*

Ces nombres sont du même ordre de grandeur que ceux des rayons
Rônlgen.

Mobilités des ions. — Le courant d'air salé traverse un double con-
densateur cylindrique à armatures externes P et Q de même rayon :
P est au sol etQ est relié à l'électromètre. L'électrode commune inté-
rieure est portée à un potentiel croissant V. Le courant reçu par Q
primitivement au potentiel zéro, croit, atteint un maximum pour Vq,
décroît et s'annule. -\ mesure que V augmente les trajectoires des
ions s'intléchissent vers les armatures extérieures, rencontrent ( ) sui-
vant une surface décroissante et finalement touchent seulement P.
L'observation de V„ fournit la mobilité K. (Zéi.kny, Philos, tran-
Mr., 1901).

Les résultats sont différents de ceux des llammes.

1. Dans une tranche quelconque du courant gazeux, les mobilités

544 G. MOREAU.

positives et négatives sont égales. Elles augmentent quand la concen-
tration de la solution diminue à peu près comme la racine carrée de
celle concentration pour les sels très ionisables et moins rapidement
pour les autres.

Exemple : Mobilités observées à i4o*', la concenlration de la solu-
tion a varié en molécule-litre de i à j^, K est exprimé en centimètres.

i o,i5 à o,5o pour Kf, KCI, KAzO*, KBr
^"^^^ ^ î o,3o à 0,70 » KOH, KCIO', iMGO», iK«SO*

Concentration. i. }. \, |[. j^.

Kl o,i5 0.23 0,28 0,37 0,49

KOH 0,29 0,35 » o,4i 0,54

2. I^our la même solution, la mobilité diminue à mesure que le
courant d'air se refroidit.

Exemple : KCI ({normale), x ^= distance à l'origine d'ionisation
en centimètres; / température du courant gazeux pour x.

T 10 20 3i 4?'

/ i65° i3o*' 96" 80"

Kcm 0,32 »,'i4 o,i35 0,073

L'ne variation aussi rapide a été observée par M. Clelland pour
les ions issus d'une flamme de gaz, a\ec des mobilités de même ordre
de grandeur.

Loi de recombinaison des ions. — Le courant limite lo d'une solu-
tion diminue à mesure qu'on l'observe en des points plus éloignés de
l'origine d'ionisation, en raison de la recombinaison des centres
chargés. J'ai mesuré le coefficient a de recombinaison défini par la
loi d'action de masse de Gudberg et W aage, en mesurant I© en difle-
rents points du trajet du courant d'air. J'ai trouvé :

Le coefficient a est constant pour une solution de concentration
fixe <lans les limites de température d'observation yiiW" et 80"). Il
varie en raison inw*rse de la racine carrée de la concentration de
la solution.

Ce résultat concorde avec la relation de lo avec la concentration.
Lci valeurs de x sonl comprises entre 200 et 1800 : elles sont infé-
rieures au nombre .iooo relatif aux rayons de Riintgen.

Langevin a défini un coefficient £ = - j. ou rapport du nombre des

DB L IONISATION THERMIQUE DES VAPEURS SALINES. 545

recoin binalsons au nombre des collisions entre ions de signes con-
traires. La connaissance de a et R donne c, qui peut être d'ailleurs

2ELog~

déduit de la formule (2) dont le coefficient y = >R et /-rayons

des électrodes du condensateur, r vitesse du courant d'air.

On trouve ainsi que pour une solution quelconque et quelle que
soit la concentration, e croit de 0,60 à 0,90 quand on s'éloigne de la
région d'ionisation. Ces nombres sont inférieurs à l'unité, comme la
théorie l'exige, et tendent vers l'unité à mesure que les mobilités di-
minuent. Ils sont du même ordre que le coefficient e des gaz issus
d'une (lamine, comme pouvaient le faire prévoir les mobilités des ions.

C. — Résumé et conclusions.

Bien qu'incomplets encore, les résultats précédents établissent que,
sous l'action de la chaleur, les vapeurs salines de certains métaux
subissent une ionisation plus complexe que les gaz soumis à la tem-
pérature ordinaire aux ravons de Rcmtgen. Dans une flamme, la mo-
bilité négative des ions peut être i() fois la mobilité positive et
1200 fois celle des autres gaz et l'influence du radical acide est nulle.
Aux températures peu élevées, tous les constituants du sel entrent
eu ligne de compte, les mobilités positives et négatives sont égales,
du même ordre que dans les gaz issus d'une flamme pure et plus
petites que les ions des rayons de Riintgen.

La mobilité d'un ion de vapeur décroit ainsi rapidement avec la tem-
pérature et suivant des lois différentes qu'il reste à préciser pour les
ions de signes opposés. Il est probable qu'en descendant jusqu'à la
température ordinaire, elle deviendrait comparable à celle des gros
ions dus à l'oxydation du phosphore ou produits dans les réactions
chimiques où elle ne dépasse pas 3^ de millimètre.

Pour expliquer les lois observées, il est utile de remarquer qu'un
abaissement de température peut agir pour deux raisons : il diminue
la vitesse d'agitation thermique et le chemin moyen d'un ion auxquels
est proportionnelle la mobilité; en outre, s'il est suffisant, il provoque
la condensation à l'état liquide ou solide des molécules de vapeur non
ionisées; celles-ci s'accumuleront comme des poussières autour des
centres chargés dont elles accroîtront la masse et l'inertie d'autant
plus que la concentration du courant gazeux sera plus élevée. Ainsi,
à basse température, les ions seront de véritables poussières char-
S. P. 35

546 G. MOREAV. — DE L* IONISATION THERMIQUE DES VAPEURS SALINES.

gées qui se partageront les molécules non ionisées et qui grossiront
des molécules neutres dues à la recombinaison; d'où les lois des mo-
bilités. Remarquons en plus que le courantd'air qui traverse une so-
lution se charge faiblement de sel ; on peut le considérer comme une
solution très diluée susceptible d'une dissociation électrolytique dans
un tube au rouge, suivant la loi d'Ostwald relative aux acides et bases
faibles et, par suite, la densité des centres chargés sera proportion-
nelle à la racine carrée de la concentration, avec une constante de
dissociation particulière à chaque sel.

Dans une flamme, à la dissociation électrolytique, s'ajoute l'ionisa-
tion cathodique beaucoup plus intense et que met en évidence le phé-
nomène de la conductibilité unipolaire. On observe, en effet, que le
courant qui passe entre deux électrodes, une pointe et une lame, est
plus considérable si la lame est cathode. J'ai montré que, dans ce cas,
un rayonnement corpusculaire y ayant pour origine les atomes du
métal du sel, se produit au contact de la vapeur et de la cathode, et
qu'il ionise le sel. J'ai pu ainsi expliquer le phénomène de conduc-
tion des flammes et le rapprocher de l'effet photo-électrique de Hertz
Cvoir Annales de Chimie et de Physique, t. XXX, 1908, p. i).

REPRODUCTION

DES

PARTIES PRINCIPALES DES NOTES OU MÉMOIRES

DE M. PELLAT

SUR LES CORPUSCULES.

(Extraits par l'Auteur.)

Les travaux de M. Pellat sur les corpuscules peuvent être divisés
en trois groupes : i" les expériences par lesquelles il a montré que
la colonne anodique d^un tube de Geissler est due aux chocs des
corpuscules; 2" Texplication de la différence de coloration entre la
gaine cathodique et la colonne anodique de ces tubes; 3" Tétude de
l'action d*un champ magnétique sur les corpuscules.

1. Rôle des corpuscules dans la formation de la colonne ano-
dique. — M. Pellat a montré que la luminescence qui constitue la
colonne anodique est déformée par un champ magnétique faible
comme doit l'être, d'après les lois de l'Eleclromagnétisme, un faisceau
de corpuscules en mouvement dans le tube, et nullement comme le
serait un faisceau d'ions positifs.

o Un tube cylindrique est muni à ses extrémités d'électrodes inté-
rieures ; la plus grande partie de ce tube est remplie par le faisceau
anodique. Entre deux points A et B de ce faisceau, on produit un
champ magnétique uniforme perpendiculaire à l'axe du tube; en
dehors de l'intervalle AB, le champ magnétique est sensiblement
nul. Ce champ est assez peu intense pour que la nébtilosité qui se
produit dans les champs forts ne se manifeste pas.

» Dans ces conditions, les lois de TElectromagnétisme permettent

de calculer la trajectoire que suit une particule éleclrisée De ce

cas on passe au cas réel d'un nombre considérable de particules

éleclrisées par des considérations fort simples Or, la forme que

la théorie assigne au faisceau est extrêmement différente suivant
que les particules sont constituées par des corpuscules négatifs ou

u^ f.iK* >»-«j:.L'ï

> «ir

îf^

7. r OfEs^

Eli Ht •;

imi» iiifr«^a*:i» de masse qui,
iiiilif ■•■I.'? ^tT-* 'loasiilërable que
2. -f ) n» om^at la forme du

.'."'T^j-j-^.

WBSS^

rMi;r»*f-au tans-

.e ^a«ixui jufccni^aini** -Rn^ ailc «pie ce sont les corpus-
-•;=- i^oi- 3«.*ttic? l'ivïir-jipîXLS ^/t^'. j • ou ceux d'oxy-

% = 2.7» TO*

l^^ae ■■ n^. 3 d*jac oa coosHiènp le moavemenl. Du reste, indépen-
damment de toat c;aIcu1. il est bien é%îdent que le faisceau, resserré

Fie i.

M = 373

contre la paroi du tube dans le cbamp magnétique, va, à sa sortie du
champ, s'épanouir pour remplir à nouveau toute la section du tube,
à cause de la répulsion mutuelle des particules chargées de la même
élechicité; l'endroit où se produit cet épanouissement indique donc
la sortie du faisceau de particules en mouvement, et non son entrée
dans le champ magnétique. Cet épanouissement doit donc avoir lieu
du coté (le la calhode, si ce sont des ions positifs qui produisent le
phénomène visible, puisque ceux-ci marchent dans le sens du champ

SUR LES coupdscules. 549

électrique, landis cju'il se produira du côté de l'anode si ce sont des
corpuscules négatifs, puisque ceux-ci se déplacent en sens inverse
du rhamp. Il y a donc un double moyen de constater, par l'eipé-
rience, à quel genre de particules électrisées on a affaire.

n Pour réaliser la disposition expérimentale, un long tube à gas
raréfié a été placé perpendiculairement à l'axe d'une bobine (sans
fer) ou, plus exactement, entre les deux moitiés d'une bobine mises
bout à bout et distantes seulement de l'épaisseur du tube. Avec un
courant de ao ou 3o ampères, on obtenait, à l'intérieur de la bobine,
un champ magnétique uniforme de 200 à 3oo unités C.G.S. sur
une longueur égale au diamètre intérieur de la bobine (7™), ei, à
l'extérieur, un champ nul.

» L'aspect du faisceau, dans le champ magnétique et en dehors, a
été le même soit qu'on se servît d'un tube à oxygène, soit qu'on se
servit d'un tube à hydrogène.... Rien que ce fait montre que la lumi-
nescence est due au mouvement de ce qu'il y a de commun, c'est-
à-dire des corpuscules. Mais il y a mieux, comme on peut en juger
en comparant les reproductions des photographies [^g. 4 (h^dro-

Fig. 4.

gène) ^l/ig. 5 (oxygène)] de la colonne anodique à l'intérieur de la
bobine avec les figurer; théoriques : l'aspect de la colonne lumi-
nescente est exactement celui que la théorie assigne au faisceau des
corpuscules et n'a aucun rapport avec relui des ions positifs. Enfin,
résultat qui suffirait à lui seul, l'épanouissement du faisceau à la

sortie de la bobine a lieu du côté de l'anode ; du cdté de la cathode, le
Taisceau remplit toute la section du tube jusqu'à la bobine. »

{Comptes rendus de l'Académie des Sciences, t. CXXXVIII,
p. 476). (Pour plus de détails, voir Journal de Physique, 4' série,
t. III, p. 434.)

2. Explication des colorationt diverses que présente nn mAme
tube A gaz raréfié. — « I^ coloration difTérente de la gaine catho-
dique et de la colonne anodique, si tranchée parfois, comme dans les
tubes à azote, ne tient pas à un specire entièrement dilTérent, maïs
simplement à un cbangement dans la valeur relative des intensités de
certaines raies ou de certaines bandes ; on peut, en effet, passer gra-
duellement d'un spectre à un autre pdr des procédés que nous indi-
quons plus loin.

» C'est un fait d'expérience que tontes les fois que les corpuscules
sont, au moment du rhoc avec une molécule du gaz, animés d'une très
grande vitesse, ta couleur de la luminesceuce est celle de la gaine
calliudiqiic, caractérisée, dans le Ciis de l'aKote. par un grand éclat de
certaines radiations violettes: tandis que, ptiur une vitesse relative-
ment faible des corpuscules au moment du cboc, maïs suffisante, tou-
tefois, pour produire la luminescence, la couleur est celle de la
colonne anodique. On peut le voir par les espériences suivantes :

» Si la portion du tube qui contient ta colonne anodique présente

SUR LES CORPUSCULES. 55 I

une partie étroite, le champ électrique y acquiert une valeur plus
grande que dans les parties larges du tube, d'où une plus grande
vitesse possédée par un assez grand nombre de corpuscules au mo-
ment du choc, et la couleur se rapproche de celle de la gaine catho-
dique, au point qu'on a dit qu'un étranglement dans un tube pro-
duisait l'effet d'une cathode.

» Lorsqu'on dévie par un champ magnétique disposé perpendiculai-
rement au tube le faisceau anodique, celui-ci se resserre en un mince
filet le long de la paroi de verre si le champ est assez faible pour que
les effets de la magnétofriction ne se fassent pas sentir; on obtient
ainsi Téqui valent du rétrécissement du tube, le champ électrique
devient intense dans ce filet, et celui-ci prend la couleur de la gaine
cathodique. En faisant varier l'intensité du champ magnétique
depuis zéro jusqu'à la valeur qui donne un filet très étroit, on voit
graduellement le spectre se modifier, par variation d'intensité des
raies, depuis celui fourni par la colonne anodique ordinaire jusqu'à
relui fourni par la gaine cathodique, ou à peu près.

i> Ceci posé, j'admets que, lorsqu'un corpuscule a frappé une molé-
cule gazeuse, il perd la force vive dont il est animé, et devient inca-
pable de provoquer la luminescence en rencontrant une autre molé-
cule avant d'avoir repris, sous l'influence du champ électrique, une
vitesse minimum Çj à partir de laquelle son choc peut déterminer la
luminescence du gaz. De même les corpuscules (secondaires) mis en
liberté par Tionisation de la molécule gazeuse au moment où elle est
frappée, comme l'admet J.-J. Thomson, naissent sans vitesse notable
et doivent, sous l'influence du champ électrique, acquérir au moins
la vitesse v pour être capables d'exciter la luminescence par leur choc
sur une molécule de gaz.

i> Ce point admis, la couleur ditférente de la gaine cathodique et de
la colonne anodique s'explique facilement. Les corpuscules primaires
qui naissent sur la cathode ou dans le voisinage immédiat de celle-ci
sont soumis au champ électrique extrêmement intense qui, comme le
montre l'expérience, règne à une faible distance de la cathode. Sous
l influence de ce champ, ils prennent, avant d'avoir rencontré une
molécule gazeuse, une vitesse considérable V, bien supérieure à i>.
Les molécules gazeuses qui sont rencontrées par ces corpuscules doués
de ^nde vitesse donnent naissance à une luminescence de la couleur
caractéristique des chocs intenses; celle-ci constitue la gaine catho-
dique. Forte du côté de la cathode, l'intensité lumineuse va en s'affai-
blissant à mesure qu'on s'en éloigne, car le nombre des corpuscules

S5a

qui nV>nt encore rencootn^ aacone molécule va en s'afiaibiissant de
plus en plu§. et la gaine cess^ quand il n*en reste plus. A.ussi cesse-
t-elle d*dutant plo^ %ite que le gaz e>t plus dense. Mais on voit que la
couleur de la gaine doit être la même partout à son intérieur, puisque
la vitesse des corpuscules est partout du même ordre de grandeur V;
tandis que dans l'explication de J.-J. Thomson, on ne comprend pas
qu^il puisse en être ainsi, car il attribue la luminosité de la gaine au
choc des corpuscules secondaires. Sous l'influence du champ élec-
trique, très faible dans la gaine et qui ne reprend de valeur notable
qu'au delà de son extrémité, en général, les corpuscules primaires et
secondaires prennent une certaine vitesse qui, dès quVlle atteint la
valeur v, leur permet de produire par leur choc la luminescence du
gaz. Mais celle-ci, résultant d'un choc à une vitesse relativement faible,
a la couleur correspondante : c'est le commencement de la colonne
anodique. Tout le reste de la colonne s'explique de même; les chocs
ayant lieu avec des vitesses qui dépassent peu r, la luminescence a
partout la même couleur, qui peut être très diff'érente de celle de la
gaine cathodique, qui correspond à une vitesse V.

» Les autres particularités de l'aspect des tubes ( strates plus ou moins
rapprochées, plus ou moins nettement séparées; gaine cathodique
parfois noyée par son extrémité dans la colonne anodique, etc.) s'ex-
pliquent très aisément, comme je me propose de le montrer dans un
Mémoire d'ensemble sur ce sujet » (voir pour ce Mémoire la Revue
scientifique j 5 novembre 1904). {Comptes rendus de r Académie
des Sciences, t. CXXXVIII, p. 1206.)

3. Étude de raction du champ magnétique sur les corpuscules. —
En 1901, M. Pellal constate une action du champ magnétique sur le
faisceau anodique d'un tube de Geissler, d'où l'on peiil conclure que
ce faisceau tend à prendre la forme des tubes de force du champ ma-
gnétique.

« Pour observer ce phénomène, le tube (long tube de Geissler cy-
lindrique) est placé dans les trous pratiqués à l'intérieur des pièces
polaires afin de laisser passer le rayon lumineux dans les expériences
de polarisation rotatoire. La portion du tube placée entre les pièces
polaires dé l'éleclro-aimanl se trouve ainsi dans un champ intense,
suivant la direction C moyenne) de celui-ci. Dans mes expériences, ces
pièces polaires étaient constituées par des cylindres de 7*^"* de dia-
mètre, terminés par des faces planes distantes de 4*'" à 5*""*.

M En l'absence du champ, la portion du tube comprise entre les

SUR LES CORPUSCULES. 553

pièces polaires est complètement remplie par la lumière anodique;
mais dès qu'on produit un champ intense ( 2000 à 3ooo unités C. G. S. )
on voit le faisceau anodique diminuer de diamètre et ne plus occuper
qu'un tiers environ de la section du tube suivant Taxe, de façon que
la lumière anodique ne touche plus les parois du tube. » {Comptes
rendus de l'Académie des Sciences, t. CXXXIII, p. 1200.)

M. Pellat avait cru d'abord que ce phénomène ne pouvait pas s'ex-
pliquer par les lois de l'Électromagnétisme. Ayant reconnu depuis que
le faisceau anodique était dû au mouvement des corpuscules animés
de vitesses r faibles par rapport aux vitesses des rayons cathodiques,
il pense aujourd'hui que l'explication de ce phénomène est la suivante :
I>es lignes de force du champ magnétique entre les pièces polaires
forment à partir de l'intérieur des ouvertures de ces pièces un tube
de force comprenant une partie à peu près cylindrique au milieu, s'é-
vasant en entonnoir du côté des pièces polaires, la large base de
l'entonnoir s'appuyant sur le pourtour de l'ouverture de ces pièces.
Les corpuscules, dont la trajectoire est parallèle à l'axe du tube dans
l'intérieur des pièces polaires, où le champ est presque nul, font alors
un certain angle a avec les lignes de force au sortir de ces pièces et
vont, conformément aux lois de l'Électromagnétisme, s'enrouler autour

de ces lignes sur une surface canale dont le rayon ( R = n — ) est

de l'ordre du dixième de millimètre, même en admettant pour (* la
valeur lo*. Les spires se confondent donc à peu près avec la ligne de
force autour de laquelle elles s'enroulent : Tensemble des corpuscules
du faisceau anodique doit donc se mouler dans le tube de force
joignant les ouvertures des deux pièces polaires; c'est exactement la
forme qu'on trouve, en effet, pour le faisceau anodicpie.

M. Pellat trouve ensuite que le Hux anodique d'un tube de
Geissler semble éprouver une grande difficulté à couper les lignes de
force d'un champ magnétique intense.

« Un tube cylindrique ayant i'" de long et 1-'"'" de diamètre,
présentant de belles strates, est disposé de façon qu'une région illu-
minée par les rayons anodiques, le milieu par exemple, soit placée
entre les pièces polaires cylindriques (7*" de diamètre) d'un électro-
aimant, juste assez distantes pour laisser passer le tube; l'axe du
tube est ainsi normal aux ligues de force du champ magnétique. Tant
que l'intensité de celui-ci ne dépasse pas /{^o unités environ, il se
produit le phénomène bien connu : le faisceau anodique est dévié,
conformément aux lois de l'Électromagnétisme, et vient former contre

554 PELLAT.

la paroi du tube un filet lumineux d'autant plus mince et d'autant
plus intense que le champ est plus fort. Mais si le champ vient à
augmenter au delà de 4^^ unités, le filet lumineux, au lieu de
s'amincir davantage, s'élargit au contraire de plus en plus à mesure
que l'intensité augmente, et, pour des intensités de 7000 à 8000 unités,
la lumière anodique remplit de nouveau toute la section du tube à
peu près uniformément, quoique la partie où se trouvait le filet lumi-
neux soit un peu plus lumineuse que la partie opposée. Cette lumière
anodique ne présente plus de strates. Dans ces conditions, la résis-
tance du tube est devenue énorme : l'étincelle équivalente dans Tair
atteint 24""", tandis qu'elle n'est que de i""' en l'absence du champ
ou quand celui-ci est assez faible pour réduire à un mince filet le
faisceau anodique (sur le parcours de 7*^"). »

Quand la diffusion est devenue très grande, le champ étant très in-
tense, le tube s'échauffe beaucoup entre les pièces polaires là où se
produit cette diff*usion, tandis qu'il reste froid ailleurs (si ce n'est
près de la cathode). La création de chaleur témoigne encore de
l'énergie électrique consommée quand les corpuscules traversent le
champ magnétique intense.

(( La grande résistance qui se produit dans les champs très intenses
est encore rendue manifeste par l'expérience suivante, qui est d'un
curieux eff'et. Un tube semblable au précédent présente une déri-
vation formée par un tube de verre bien plus étroit (5""" à 6""" de
diamètre), qui contourne l'une des pièces polaires de l'électro-
aimant de façon à permettre au (lux anodique de ne pas passer dans
le champ intense. Tant que le champ est faible, le flux anodique
passe tout droit à travers le champ, sans que rien de visible ne passe
dans le tube en dérivation. Mais, quand le champ devient intense,
tout le flux anodique passe par la dérivation, en formant un filet très
mince, sans que rien de visible ne passe tout droit dans le large tube
à travers le champ intense.

» Si l'on place le premier tube employé dans le sens des lignes de
force du champ en l'introduisant à l'intérieur des trous dont sont per-
cées suivant leur axe les pièces polaires, celles-ci ayant la même dis-
tance et donnant entre elles un champ de 7000 à 8000 unités, le
faisceau s'amincit, comme je l'ai déjà signalé, en un mince cylindre
occupant seulement l'axe du tube. Malgré cela, le tube n'est pas
sensiblement plus résistant qu'en l'absence du champ : l'étincelle
équivalente a encore i""". »i {Comptes rendus de V Académie des
Sciences f t. GXXXIV, p. 1046.)

SUR LRS CORPUSCULES.

555

Dans les expériences précédentes, on a vu que le faisceau ano-
dique, après s'être rétréci en un mince filet le long de la paroi, pour
des champs plus intenses s^élargit de nouveau. Le premier signe de
Félargissement est une sorte de diiTusion de la lumière anodique au-
tour du filet. M. Pellal a cherché comment variait avec la pression et
la nature du gaz Fintensité H du champ où cette diiTusion commence
à apparaître.

« ... Il y a une très grande différence entre les valeurs du champ
qui donne un des aspects qui viennent d'être indiqués. On en jugera
par le Tableau suivant, qui indique pour l'hydrogène et pour l'oxy-
gène les valeurs de H suivant la pression :

Hydrogène.

Oxygène.

Pression. C.G.S.

■n

20 1740

16 i34o

12 1090

10 1000

7 920

4,6. .. . 84o

3 570

2 390

Pression,
mm

',3

0,97

0,70 ... .

0| io . . . •

o, i4 • • • •
o,o3 . . . .
0,0078..

H.
C.G.S.

390
390
390
390
390
390
390

Pression.

1 • ^ • • •

0,7....
0,54. . .
o, i3. . .
o,o3. . •

Supérieure à
7000 C.G.S.
a43o CCS.
i58o
3oo

» Ainsi, à mesure que la pression diminue, l'intensité H du champ à
partir de laquelle la diffusion commence à apparaître diminue aussi.
Mais il y a une énorme différence entre les nombres correspondant à
une même pression pour l'hydrogène et pour l'oxygène (si l'on ex-
cepte toutefois les pressions très faibles). J'ajouterai, pour mieux
montrer la dissemblance des deux gaz, qu'avec une pression de i"",3
de mercure et un champ de 7000 C. G. S., pour l'hydrogène la diffu-
sion du faisceau anodique est complète, le filet n'étant plus visible,
tandis que pour l'oxygène le faisceau est resserré en un mince filet
très brillant sans diffusion appréciable. Pour qu'avec un champ
de 7000 C. G. S. l'oxygène donne une diffusion complète comme
celle qui vient d'être indiquée pour l'hydrogène, il faut, au lieu
de i°*",3, descendre jusqu'à une pression voisine de o'""',i3.

» ... Il était intéressant de voir si dans un mélange les effets sur
les deux gaz se manifesteraient séparément. L'expérience a été faite
sur un mélange à volumes grossièrement égaux d'oxygène et d'hydro-
gène; elle a montré qu'au point de vue qui nous occupe, un mé-

556 PBLLAT.

lange se comportait comme un gaz unique jouissant de propriétés
intermédiaires entre celles des composants : le spectroscope décelait
les raies brillantes de l'hydrogène ainsi que les raies beaucoup plus
pâles de l'oxygène aussi bien dans le filet que dans la partie diffusée
qui l'entourait; pour les pressions totales o"*",94 et o*""',46, H fut
trouvé respectivement égal à 3ooo et i loo C. G. S. L'air s'est com-
porté d'une façon analogue. » {Comptes rendus de C Académie des
Sciences, t. CXXXV, p. iSai.)

Pour rappeler que tout se passe dans ces expériences comme si les
corpuscules éprouvaient de la part du champ magnétique un frotte-
ment considérable dans le sens perpendiculaire aux lignes de force
d'un champ magnétique (création de chaleur auT dépens de l'énergie
électrique, passage par le tube en dérivation), M. Pellat avait proposé
d'appeler ce phénomène magnéto friction. Mais M. Villard vient de
montrer récemment ( * ) qu'aucun frottement n'agit en réalité sur les
corpuscules en mouvement dans un champ magnétique; M. Pellat
renonce donc à ce nom qui peut entraîner une idée fausse. Aucune
explication satisfaisante n'a été donnée jusqu'ici de ce phénomène.

Si le faisceau anodique tend à prendre la forme du tube de force
dans un champ magnétique intense, il en est de même, comme l'a
montré M. Pellat, du flux qui s'échappe d'une cathode :

« Dans un champ magnétique intense le faisceau cathodique
{flux A) qui s^ échappe d* une cathode en forme de plateau dessine
exactement le tube de force magnétique avant pour base la sur^
face de la cathode, les rayons cathodiques partant uniformément
de toute la surface du plateau. »

M. Pellat a reconnu depuis que ce qu'il désigne dans cette Note
p^r flux A est constitué par les rayons magnéto-cathodiques, décou-
verts auparavant par M. A. Broca et étudiés récemment par M. Vil-
lard, qui les a désignés ainsi.

« Voici maintenant quelques détails sur ces expériences, qui achè-
veront de faire comprendre l'aspect du phénomène dans les diffé-
rentes conditions de position du tube, d'intensité du champ et de
pression du gaz.

» L'ampoule dont je me suis servi était petite pour pouvoir être
placée entre les pièces polaires d'un électro-aimant Weiss. Elle avait

( • ) Villard, Comptes rendus de l'Académie des Sciences, t. CXXXIX, igo^, p. laoo.

SUR LK8 G0RPUSCULB8. 557

la forme d'un cylindre. Les électrodes étaient en aluminium et avaient
la forme circulaire; elles étaient distantes de 2^*". Le gaz a toujours
été l'air.

» Si la pression est d'environ o"*"*,5 de mercure et le champ de
3ooo unités, le phénomène apparaît dans toute sa beauté : le flux A
foroie un tube de force de couleur violette, généralement courbe,
$*échappant, comme toujours, des deux faces de la cathode, et allant
d'un bout àTauire du tube de Geissler. Il est alors facile de constater
que la position de l'anode est sans influence sur la position du flux A :
suivant la position de la ligne des électrodes par rapport aux lignes
de force, le tube de flux A peut couvrir en totalité ou en partie l'anode
ou ne pas tomber dessus. Celle-ci arrête les rayons cathodiques A qui
tombent à sa surface, comme un écran opaque le fait pour un flux
lumineux, sans influencer la marche des rayons qui rasent ses bords.
»... Quand la pression est supérieure à 4"""* de mercure, le
flux A forme autour de la cathode une atmosphère d'un bleu violet
si courte qu'on ne peut distinguer nettement la direction de ces
rayons quand on produit le champ. Pour 4'"" le lube de force est
déjà nettement dessiné, mais il s'arrête à quelques millimètres de la
cathode .... Pour o"*'", 5 il atteint l'extrémité du tube de verre la plus
éloignée. A partir de cette pression, le tube de rayons A continue à
aller d'un bout à l'autre de l'ampoule ; mais à mesure que la pression
diminue le tube A pâlit .... Pour o'"'",o4 le verre a une magnifique
fluorescence verte sur toute sa surface, qui disparaît presque tota-
lement dès qu'on produit le champ (3ooo), pour ne plus exister, mais
avec une grande intensité, qu'aux extrémités du tube formé par le
flux A. La netteté du contour de ces Uiches fluorescentes montre que
le pourtour du tube de rayons A est aussi nettement délimité que
pour les pressions plus élevées; mais l'illumination de l'air à l'inté-
rieur du tube n'est plus produite avec assez d'intensité par les radia-
tions A pour être discernée.... L'aspect ne change pas beaucoup
jusqu'à la pression deo"'"*,oo4, limite de mes expériences. » (Comptes
rendus de l' Académie des Sciences, t. CXXXIV, p. 359..)

Depuis, M. Pellat a varié la forme et la position de la cathode à
I intérieur du tube ainsi que la nature du gaz : toujours le tube de
force du champ magnétique ayant pour base la cathode a été dessiné.
C'est la première expérience par laquelle on rend visible un tube de
force magnétique, quelle que soit sa forme.

ET rD^&ADliff UCK AUX EAT05S X,

Pmi Jkfe» PVBSnc

Ou 'iv;ur tormiiiK ienx ii^pt>die<«»s^ ?«Er (a OGàtare des rajons catho-

Siiiiaiit ^Iro«)ki>^. ïe^ njna:!^ cach»itiM(«es> étaient formés de parti-
cule?» maCimefli*?». ctiskrzr^^ «f «èit*ctrîeTté »é^tiTe« et qoî. repoussées
par La eaciii>«ie. 4^aiexiiacifab»uie vûe»eên»nBe: mais, d'autre part,
la plupart tie» piiT^urieit» •rrojaicst les rajoas cathodiques formés par
on mouKemeni vibraCoire. peat-ètre ionptiidiiial. ajant Féther pour
siège. Ainsi foa hëstfaît, comme jadis pour la lumière, entre lesdeu\
théories de rémission et de^ •>ndaIatioiis.

La théorie de rémission repose sur FhTpothèse d'une électrisation.
En accord a^ec cette hjpothèse, Crookes avait cru observer que deux
ravons cathodiques <« se repoussent *• . Mais, en interceptant un de ces
rajons près de son origine, Elbert et Wiedemann virent que la dévia-
tion du premier n'est pas modifiée; la partie supprimée n'agissait
donc pas, et Ton devait seulement admettre que la direction initiale
du premier rajon varie quand le second est excité.

Pour vérifier directement cette électrisation, Crookes fit alors
tomber un pinceau de rajons sur une plaque métallique liée à un
électromètre. Or, cette plaque se chargea bien, mais toujours d'élec-
tricité positive, contrairement au résultat qu'il attendait.

Hertz, cherchant à son tour à manifester les propriétés électriques
et magnétiques des rajons supposés chargés, n'obtint pas de résultats
en ce sens et admit la théorie des ondulations.

Lenard, enfin, crut ôler toute vraisemblance à la théorie de l'émis-
sion en prouvant que des rajons cathodiques traversent une feuille
mélailique assez épaisse pour tenir la pression atmosphérique. Ses
f«isoanements étaient incorrects, mais ses expériences étaient très

BLECTRISATION DBS RAYONS CATHODIQUES. 559

intéressantes, et son opinion entraîna un instant l'adhésion de presque
tous les physiciens (1894).

Il me sembla pourtant que, s'il y avait des projectiles cathodiques,
ils pouvaient différer assez des molécules, en taille et en vitesse, pour
traverser une paroi imperméable aux molécules, et qu'avant de rejeter
la théorie de l'émission, il fallait décidément s'assurer si les rayons
cathodiques n'étaient pas électrisés (*).

Or on sait que l'on constate facilement l'introduction de charges
électriques à l'intérieur d'une enceinte conductrice close. Peut-être
est-ce même le meilleur moyen qu'on ait pour définir et mesurer
ce qu'on entend par charge électrique.

J'ai donc fait pénétrer des rayons cathodiques à l'intérieur d'un
cylindre de Faraday.

A cet effet, j'ai employé le tube à vide que représente la figure.

ABCD est un cylindre métallique fermé de toutes parts, sauf une

Fig. I.

1 f \f

5of el cage dw
i'Efectroscope

^-.-.v.-==.=.-.--%

fêuiUês d'or

petite ouverture a au centre de la face BC. C'est lui qui joue le rôle
de cylindre de Faraday. Un fil métallique, soudé en S à la paroi du
tube, réunit ce cylindre aux feuilles d'or d'un électroscope.

EFGH est un deuxième cylindre métallique, en communication
permanente avec le sol et avec la cage de l'électroscope. Percé seule-
ment de deux petites ouvertures en ^ et y, il protège le cylindre de
Faraday contre toute influence électrique extérieure. Cette précaution
est essentielle.

Enfin^ en avant de FG, se trouve l'électrode plane N.

L'anode était formée par le cylindre protecteur EFGH, et l'élec-
trode N servait de cathode : un pinceau de rayons entrait donc dans
le cylindre de Faraday.

(') Expérience publiée aux Comptes rendus, décembre 1896.

56o JEAN PRRRIN. I

Aussitôt, ce cylindre se chargeait d'électricité négative.

Le tube à vide pouvait être placé entre les pôles d'un électro-aimant.
Quand on excitait ce dernier, les rayons cathodiques, déviés, n'en-
traient plus dans le cylindre. Alors il ne se chargeait plus. La dévia-
tion nécessaire pour cela était, d'ailleurs, très faible, et le bord de la
face FG, couverte d'une poudre fluorescente, brillait encore très for-
tement lorsque déjà l'électroscope n'accusait plus aucune charge.

L'électrisation n'est donc pas due à un défaut dans la protection
électrostatique; au reste, pour mieux assurer cette protection, j'ai
porté à 4*^"S sans inconvénient, la distance ap, et j'ai remplacé l'ou-
verture fi par quelques trous d'épingle. Même, comme on va voir, j'ai
pu la fermer tout à fait par une feuille mince d'aluminium.

Les charges négatives introduites dans le cylindre de Faraday, très
facilement mesurables, varient extrêmement suivant des causes mul-
tiples parmi lesquelles je citerai la raréfaction du gaz et l'énergie de
la décharge. Avec un de mes tubes, et pour chaque interruption du
primaire de la bobine, les rayons cathodiques introduisaient facile-
ment dans le cylindre 3ooo unités électrostatiques C. G. S.

Ces expériences pourraient s'interpréter de deux manières :

Ou bien les rayons cathodiques emportent nécessairement avec eux
de l'électricité négative, comme le suppose la théorie de l'émission.

Ou bien ce sont des égaliseurs de potentiel, qui, lorsqu'ils réu-
nissent au cylindre ABCD la cathode N dont le potentiel est plus^
faible, donnent au cylindre un potentiel inférieur à celui de son en-
veloppe, donc le chargent négativement, sans que le signe de cette
électricité soit plus lié à leur nature que n'est lié à la nature d'un,
conducteur le sens du courant, dans ce conducteur.

Cette dernière hypothèse doit être rejetée.

En effet, en fermant complètement l'ouverture ^ par une de ces
feuilles métalliques que Hertz ou f^enard employaient, j'ai constaté
que le phénomène persiste. J'ai pu ainsi, pour chaque interruption
du primaire de la bobine, faire apporter à l'intérieur d'une enceinte
^conductrice absolument close loo unités électrostatiques C. G. S.
par des rayons qui traversent une feuille métallique exempte de trous,
vérifiée au microscope avant et après l'expérience.

Le transport de charges négatives est donc inséparable des
rayons cathodiques.

Cette électrisation parait difficilement conciliable avec la théorie
des ondulations; elle s'accorde, au contraire, très bien avec celle de

ÊLECTRISATION DES HAYONS CATHOOIQLES. 56l

rémission. El, en loul cas, elle forme un caractère essentiel du rayon-
nement cathodique.

J^ajoule que, cette électrisalion des rayons cathodiques une fois
établie, on trouve dans leurs dé\iations par les champs magnétiques
une CTcellente preuve de l'équivalence entre les courants par con-
duction et les courants par convection.

Diverses autres conséquences sont évidentes; j'ai montré, par
exemple, comment on peut dévier à volonté, ralentir, ou accélérer,
des rayons cathodiques au moyen de champs électriques appropriés.
{Thèse de Doctorat et Ann, fie Chim. et de Phys.y 1897).

En particulier, j'ai mesuré la différence de potentiel juste suffisante
pour arrêter les rayons, et, par suite, la chute de potentiel égale
(environ .^0000 volts ), à laquelle ils doivent leur énergie. (Ann. de
Chim. et de Phys., 1897).

Étade sur lai rayons de Rônigen (1896).

On a\ait découvert que les rayons X déchargent les corps élec-
Irisés. Or on sait (pfuiie charge électrique ne peut disparaître sur un
conducteur sans qu'une charge égale et de signe contraire disparaisse
sur d'autres corps, les deux charges qui terminent un même tube de
force devant être détruites en même temps. Il ne peut donc arriver
que les rayons X déchargent un seul conducteur, et il me sembla
qu'on ne pourrait obtenir de lois précises qu'à la condition de consi-
dérer simultanément les deux corps déchargés.

J ai toujours pris la précaution d'enfermer dans une caisse recou-
verte de papier d'étain sur toutes ses faces, non seulement le tube
focus d'où sortent les rayons, mais aussi la bobine de Ruhmkorff et
les accumulateurs nécessaires. A ces conditions, la protection élec-
trique est parfaite, et, par exemple, on peut faire jaillir dans la caisse
de fortes étincelles sans influencer en rien Télectrostrope ou Félectro-
niètre employés.

Ayant placé en face d'une paroi de la caisse un corps chargé A,
puis ayant appliqué contre cette paroi une plaque de tôle épaisse,
nous eûmes l'occasion, M. Langevin et moi ('), d'observer que le
corps \ se déchargeait encore rapidement. Cependant, les plus rap-
prochés des rayons qui ne rencontraient pas la tôle passaient à plus

('} M. Langevin, alors élève à TEcoic iNorniale, avait bien voulu m'apporter une
aide précieuse.

S. P. 36

56'i

JEAN PBRRIN.

de 4o*^" du corps \. Ainsi les rayonsH. peuvent décharger un corps
sans le toucher.

Il est vrai qu'on pouvait encore objecter à cette conclusion que
peut-être la tôle n'arrêtait pas certains rayons très pénétrants. Mais il
ne nous servait à rien de doubler cette tôle par du plomb. \u con-
traire, nous supprimions toute décharge en plaçant le conducteur .\
dans une caisse A' entourée de papier d'étain et placée tout entière
dans l'ombre de la plaque de tôle.

Il nous sembla que cette expérience diflerait de la précédente seu-
lement par cette circonstance que toutes les charges terminant les
tubes de force issues de \ étaient protégées contre les rayons, aussi
bien que les charges de A.

En accord avec cette induction^ nous vîmes que, si l'on revenait à
la première disposition, on pouvait encore empêcher toute décharge
en appliquant des plaques de tôle sur toutes les faces de la caisse con-
tenant la source de rayons.

Les trois schémas suivants résument ces trois expériences :

Fig. 2.

.»• »•

1 . i, I

Dans le premier cas, quelques rayons rencontrent les charges si-
tuées aux extrémités de tubes de force issus de \, qui alors se dé-
charge. Dans le deuxième et dans le troisième cas, les tubes de force
issus de A se trouvent sur tout leur parcours à l'abri des rayons, et
alors il n'y a plus décharge.

De façon plus précise, nous avions ainsi démontré la proposition
suivante :

Quand il y a décharge par les rayons X, il suffît à coup sûr que
l'une des deux surfaces qui sont toujours déchargées en même temps
soit rencontrée par les rayons.

Mais cette condition n'est même pas nécessaire, et il suffît, pour
décharger un conducteur, que les rayons rencontrent en un point
quelconque un des tubes de force qui en émanent, si du moins tout
le parcours de ce tube est situé dans un gaz en repos.

ELECTRISATION DES RAYONS CATHODIQl'ES.

563

Je crois Tavoir établi clairement par l'expérience suivante (*) :
On réalise un condensateur pian AA' dont les armatures sont sé-
parées par un gaz en repos, de Tair par exemple. Une plaque rectan-
gulaire x^ découpée dans Tune des armatures est liée à Taiguille d'un
éleclroniètre. Au début de l'expérience, elle est aussi liée au reste de
Tarmature A qui joue ainsi le rôle d'anneau de garde. Enfin A et A'
sont réunies par une batterie d'accumulateurs qui maintient entre
elles une différence de potentiel constante. On coupe alors la com-

Fig. 3.

munication entre A et a^, et l'on fait passer entre les armatures un
pinceau de rayons, qui ne les touchent pas.

La décharge est rapide lorsque les rayons, supposés perpendiculaires
au plan de figure, passent en a; elle reste sensiblement la même
<iuand ils passent en b; elle devient brusquement nuUe quand ils
passent en c, c'est-à-dire aussitôt que les rayons ne coupent plus
aucune ligne de force issue de la plaque.

On voit par là qu'(//z tube de force coupé par des rayons de
Rôntgen se comporte comme un conducteur, pourvu qu'il soit situé
dans un gaz, alors que le gaz contenu dans un tube de force immé-
diatement contigu, mais non rencontré, conserve ses propriétés iso-
lantes.

La conduction se manifeste, si faible que soit le champ électrique.
Il en résulte une méthode de mesure des différences de potentiel par
contact [Comptes rendus, 1896 (^)].

Supposons maintenant que des rayons X coupent, dans un gaz,
un tube de force dont une partie seulement est dans le gaz; alors on
constate que les surfaces qui terminent, sur un diélectrique non

(^) Publiée en juin 1896 {Éctairage électrique),
(^) Signalée indépendamment par Righi.

564 JEAN PERRIN.

gazeux, le tronçon de tube de force ainsi rencontré par les rayons, se
couvrent d'éleclricilés contraires (en quantité précisément suffisante
pour annuler le champ à l'intérieur de ce tronçon).

C'est ainsi que j'ai pu, sous l'influence des rayons de Rontgen,
charger des corps isolants, non rencontrés par ces rayons. Entre les
armatures A, A' d'un condensateur plan, je plaçais une lame P de
paraffine parallèle à ces armatures, puis je faisais passer pendant
quelques secondes un pinceau de rayons figuré en BC, qui ne ren-
contrait ni la paraffine, ni les armatures; enfin, je laissais tomber cette
lame de paraffine dans un cylindre de Faraday, qui aussitôt se char-
geait fortement. Par exemple, dans le cas de la figure, la charge était
positive; recommençant alors l'expérience en changeant le sens du

Fig. 4.
1^' ^ _ _ . . ^

pi ^ ^ ~rT~* — ^^

C^.._ ^ B

champ électrique entre A et A', je constatais que la paraffine ainsi
chargée positivement se déchargeait, puis se chargeait négativement.

Théorie. — Les faits qui précèdent m'ont paru établir les propo-
sitions suivantes [Thèse , 1897) *

En tous les points d'un gaz où passent des rayons de Rontgen, il se
forme des quantités égales d'électricités positive et négative, ou,
d'une manière abrégée, ces rayons ionisent les gaz. S'il existe un
champ électrique, les charges positives ainsi créées se meuvent dans
le sens du champ el les charges négatives en sens inverse. Ces deux
systèmes de charges décrivent ainsi les tubes de force où elles étaient
d'abord contenues, jusqu'à ce qu'elles atteignent les conducteurs où
se terminent ces tubes, conducteurs qui se trouvent alors déchar gésj
ou jusqu'à ce qu'elles soient mécaniquement arrêtées par une surface
isolante solide ou liquide, qui se trouve alors chargée. L'action sur les
corps éleclrisés se présente ainsi non comme une propriété propre-
ment dite des rayons de Rcinlgen, mais comme une conséquence né-
cessaire de i altération que ces rayons font subir aux gaz quUls
traversent.

Rien ne prouve que ces rayons n'ionisent pas d'autres corps que
les gaz. Mais, ce qui singularise à coup sûr les gaz, c'est la mobi-

ÉLBCTRISATION DES RAYONS CATHODIQUES. 565

lilé, SOUS rinfluence d'un champ, des charges électriques une fois
créf^es.

Ce langage ne contient aucune hypothèse. Les char ges créées dans
les gaz ont une existence réelle, qui se manifeste non seulement
aux extrémités des tubes de force où elles se meuvent, mais encore
en un point quelconque de leur parcours où elles peuvent être
arrêtées et recueillies (comme je l'ai [)rouvé par l'expérience qui
précède).

En Tabsence de champ électrique, les charges ainsi libérées se re-
combinent sur place. Elles échappent à la combinaison d'autant plus
complètement que le champ est plus grand; la limite de la quantité
recueillie mesure la quantité dissociée (*).

Influence de la pression, — J'ai recherché comment l'ionisation
d'un gaz dépend de sa pression. Grâce au dispositif précédent, j'ai pu
voir que les deux grandeurs sont proportionnelles : l'ionisation d'une
masse gazeuse donnée, sous l'influence d'un rayonnement donné, est
indépendante de Técartement plus ou moins grand des molécules
{Ann, de Chim, et de Phys.^ '897).

Des lois fort différentes et inexactes avaient été jusqu'alors seules
indiquées. Ces discordances tenaient au rôle non reconnu des sur-
faces frappées, rôle éliminé dans mon dispositif (^).

(') J'indique seulement ce résultat que J.-J. Thomson avait publié un peu de temps
avant moi. sans que je le sache. Sa méthode était d'ailleurs fort différente.

(*) Car, lorsque des rayons X frappent un corps, leur action est accrue au voisi-
oaiçe de la surface frappée. J'ai voulu étudier cet eflfct à son tour, mais je l'ai cru à
tort localisé sur la surface. On sait que M. Sagnac a montre qu'il s^agit de « ra>ons
secondaires >» peu pénétrants, dont il a étudié les propriétés (1898).

DE L'DiFLlENCE DTN AIMANT

>ÉCH4RGES ÉLECTRIQCES DA.\S LES GAZ I

Pab FLCCkER.
EitraiU tnAnU 4e l'alUaaBt par H. BÉHARO.

r »

Pogg. Ann., t. cm. i858, p. ^107.

§ 19. Nous allons nous occupera présent d^une nouvelle catégorie
de phénomènes que j'ai observés en plaçant au voisinage des pôles
d'un électro-aimant l'extrémité cathodique d'un tube de forme conve-
nable, dans le but de soumettre à Tinfluence de Taimant la lueur qui
se produit à la cathode (*) et qui est séparée de la colonne positive
par l'espace obscur. Pour bien observer ces phénomènes, il est indis-
pensable que la cathode pénètre assez profondément à l'intérieur du
tube, et que celui-ci soit suffisamment large à son extrémité catho-
dique.

§ 20. J'ai d'abord employé dans ce but {fig- i) un tube cylin-

Fig. 1.

driquo de i***" de diamètre aux extrémités duquel étaient soudées deux
nphèrtvs do veri*e de 3'"*, 5 de dianitHre. La longueur totale du tube
tUnit do ii5*''". Les électrodes, en platine, pénétraient respectivement
juM|u'uu centime de charune des sphères. L*électro-aimant était muni

(M ^h\ « MUopU' lf!i tlô'ti^ndiions actuelles en traduisant Wàrmepol par cathode,
LwhifHii |Mir ttttude, Lichistrom par lumière ou colonne positive, etc.

DB l'iNFLL'KNCK d'lN AIMANT SUR LES DÉCHARGES ÉLECTRIQUES. 667

de deux pièces polaires ayant comme section un carré de •j*^" décote;

leurs surfaces terminales, situées en regard l'une de l'autre, avaient

leurs arêtes arrondies et portaient, vissées en leur milieu, deux

pointes coniques émoussées ayant leur axe commun horizontal. La

sphère qui terminait le tube du côté de la cathode était placée au

voisinage des pointes polaires de façon que le tube, pénétrant entre

ces deux pointes, fût orienté horizontalement avec son axe situé dans

Téquateur du champ magnétique.

Avant l'excitation du champ magnétique, une lueur violette diffuse
était répandue dans toute la sphère, lueur entourée d'une lumière
vert pâle, qui semblait former une couche mince adhérente au verre
lui-même. Après la production du champ magnétique, la lumière
diffuse violacée se rassemblait en un disque plan, horizontal, ayant la
forme d'une demi-lune, uniformément lumineux et limité nettement
du côté du tube par un arc à peu près circulaire; cet arc de cercle
tournait sa concavité du côté de l'anode et passait, en son milieu, par
Teitrémité du (il de platine constituant la cathode. Ce disque était
bordé, de l'autre côté, par une bande étroite d'un beau vert clair,
adhérente au verre. D'autre part, la colonne lumineuse, rouge dans
les régions éloignées des pôles et présentant déjà bien l'espace
obscur, mais colorée en violet clair dans les régions plus voisines des
pôles, se terminait en pointe à la sortie du tube cylindrique; celte
pointe, qui pénétrait dans la sphère, était tournée vers le bas; quand
on permutait les pôles de l'électro-aimant, le phénomène restait abso-
lument identique, si ce n'est que cette pointe, formant l'extrémité de
la colonne lumineuse positive, était tournée vers le haut et non plus
>ers le bas.

§ 21. Si maintenant le tube était placé comme l'indique la figure 2,

Fig. 2.

cest-à-dire encore horizontal et situé dans l'équateur du champ ma-
gnétique, mais la partie cylindrique ne pénétrant plus entre les deux

56H PLÏCKER.

pôles de rélectro-aimant, les pointes terminant ces pôles étant
d^ailleurs encore au contact de la sphère, le phénomène restait iden-
tique, avec cette seule différence que le disque plan violacé, toujours
bordé d'une bande verte contijifuë au verre de Tampoule sphérique,
était limité à présent du côté du tube par un ai*c de cercle tournant
sa convexité du côté de Tanode; du r»^ste, cet arc de cercle passait
encore, en son milieu, par l'extrémité de la cathode de pl.itine.

§ 22. Les deux pièces polaires de Télectro-aimant étaient ensuite
écartées juste assez pour que la sphère pût être amenée entre les deux

Fig. 3.

pointes. Le tube ayant toujours même orientation, la ligne joignant
les deux pointes polaires passait, cette fois-ci, par le centre de la
sphère, et par suite aussi par l'extrémité de l'électrode. Après excita-
tion du champ magnétique, le disque, qui se formait comme dans les
deux cas précédents, était limité par ce diamètre de l'ampoule sphé-
rique coïncidant avec l'axe du champ magnétique; d'ailleurs, comme
précédemment, ce disque était bordé d'une bande d'un beau vert en
tous les points où il touchait la paroi de verre; il présentait nettement
une concentration plus intense de lumière au voisinage du diamètre
axial, ce qui n'avait pas été observé dans les deux cas précédents.

Dans les deux derniers cas, comme dans le premier, après la per-
mutation des pôles magnétiques, le même aspect du phénomène se
reproduisait au bout d'un certain temps, du moins en ce qui concerne
le disque.

§ 2Î^. (^)uand on avait excité le champ magnétique, la lumière
violette répandue dans toute la sphère entourant la cathode allait se
réunir lentement en un disque plan; pendant cette transformation, la
lumière tournait autour de la ligne des pôles de l'électro-aimant. Cette
rotation s'effectuait dans le même sens que celui des courants d'Am-

DB L'INFLI'BNCE D'vN AIMANT SUR LKS DÉCHARGES ÉLECTRIQUES. 669

père dans les p(>les de rélectro-aimant. Si Ton venait à supprimer le
champ magnétique*, la lueur cathodique se mettait à tourner en sens
contraire. Ce mouvement de rotation était plus rapide lorsqu'on
permutait les pôles de rélectro-aimant. Quand le champ magnétique
était établi pour la première fois, le sens des courants d\\mpère dé-
terminait le sens de la rotation; une nouvelle permutation produisait
une rotation de sens inverse. La figure 3 indique par une flèche le
sens de cette rotation; les pôles de l'électro-aimant sont distingues
par les lettres N et S.

§ 2i. Si, enfin {fi^^ 4)? ^^out en laissant le tube et la sphère qui le
lemiinait dans la position qui vient d'être décrite, on enlevait l'arma-
ture de fer doux de l'une des deux bobines de l'électro-aimant, le

disque lumineux horizontal restait, comme auparavant, limité d'un
rôté parle diamètre coïncidant avec l'axe du champ magnétique, mais
la lueur violacée était plus intense dans le voisinage de la pointe
polaire laissée en place; déplus, la bande vert pâle bordant le disque
du côté du verre était un peu plus large et un peu moins lumineuse
vers l'extrémité du diamètre axial la plus éloignée de l'armature co-
nique unique laissée en place.

§ 2o. Il va sans dire que si, dans tous les cas précédents, on faisait
tourner le tube autour de la ligne des pôles, le disque lumineux, tout
en conservant sa forme, tournait en même temps, lui aussi, autour
du même axe.

§ 26. Si le tube, tout en restant horizontal, était déplacé vertica-
lement de haut en bas dans le plan équatorial du champ magnétique,
jusqu'à ce que les parois de la sphère vinssent au contact des pointes
polaires [celles-ci présentant un intervalle inférieur au diamètre de

5^0 FLVCKEB.

la Sphère, comme dans les deux premiers cas étudiés] ( M, le disque
plan obtenu jusqu'à présent était remplacé par une surface en forme
de %oûte [concave \ers le bas, c'est-à-dire] s'abaissant à partir du con-
ducteur de platine constituant la cathode, des deux cotés de celle-ci.
En rapprochant davantage les pôles de Félectro-aimant, la cour-
bure de cette surface augmentait.

§ 27. Si Ton considère Kensemble des phénomènes décrits dans
les paragraphes précédents, on est forcé de concevoir les divers plans
ou surfaces courbes sur lesquels se concentre la lueur diffuse répandue
dans le voisinage de la cathode comme formés de lignes lumineuses
qui partent de chacun des points de V électrode négatii^e et qui
coïncident avec les lignes [de force] magnétique [passant par ces
points] (^).

§ 28. Cette façon d'envisager les phénomènes est confirmée par le
fait suivant : si Ton remplace les armatures de fer doux à pièces po-
laires coniques par deux pièces polaires parallélépipédiques (lon-
gueur IQ*^", largeur 6*"", 8, hauteur 2*^") reposant par leurs faces les
plus étendues sur Télectro-aimant, et si Ton répète les deux premières
expériences donnant un disque lumineux limité par un arc de cercle
concave ou convexe du côté de Tanode, suivant le cas [mais toujours
concave du côté de la ligne des pôles de Télectro-aimant j, on obtient
une courbure de l'arc de cercle d'autant plus prononcée que l'extré-
mité de la cathode est plus près des armatures.

§ 29. Si l'on se sert, comme dans la première série de recher-
ches (^), de deux pièces polaires massives [présentant un très mince
entrefer et terminées à leur partie supérieure par deux larges surfaces
planes situées dans le même plan horizontal ], on obtient encore une
confirmation de cette manière de voir, autant qu'on peut juger de la
distribution compliquée des lignes de force magnétique : le tube res-
tant toujours dans le plan équatorial, si l'on place l'ampoule catho-
dique au-dessus de la région de plus grande force magnétique, la

(') Cesl-A-dire si Taxe du tube, horizonial, était situé au-dessus de la ligne des
p6\tSy celle-ci étant horizontale et de direction perpendiculaire à Taxe du tube.

Note du traducteur.)

(*) Les italiques sont de PlUcker, ici ei dans ce qui suit. Le lexte porte par lapsus,
en deux endroits, positive au lieu de négative. {Note du traducteur,)

(^) Partie du Mémoire non traduite.

DB L INFLUENCE D L N AIMANT SUR LES DECHARGKS ELECTRIQUES.

571

surface lumineuse en forme de voûte se produit avec une limite par-
ticulièrement bien tranchée. Si maintenant on déplace le tube paral-
lèlement à lui-même dans la direction de la ligne des pôles, d^un côté
ou de Fautre, la surface change de forme, et cela d^une façon facile à
prévoir, dans chaque cas, d'après la forme des lignes de force.

§ 3â. Remettons sur les bobines de Télectro-aimant les deux pièces
polaires massives, dont les faces situées en regard sont arrondies.
Plaçons le tube (') horizontalement au-dessus, dans la position axiale,
et tout d'abord {fig- 5) de façon que l'extrémité du conducteur de

Fig. 5.

■y ^' xi ' . , ,. ;/ -

[[[mm

1: . ■ ' - ^

platine constituant la cathode soit située tout près et au-dessus de
la région où le champ magnétique est le plus intense. La lumière
diffuse entourant le (il de platine se concentre, sous l'action du
champ magnétique, en un arc lumineux de couleur violacée, con-
tenu dans un plan vertical passant par l'axe du champ magnétique
et limité à peu près par deux arcs de cercle concentriques; ces deux
arcs de cercle ont leur centre commun en coïncidence avec le mi-
lieu de l'interstice vide laissé entre les faces supérieures planes des
deux pièces polaires. L'arc intérieur touche la cathode à son extré-
mité et cet arc est presque une demi-circonférence ; la lumière y est
concentrée en une bande étroite, d'un vif éclat, tandis que le reste de
l'espace compris entre les deux arcs concentriques, large de 8™"
ou 9""*, est d'un éclat à peu près uniforme, mais beaucoup plus
faible. Ce n'est que vers l'extrémité du tube, au-dessous du fil de
platine, que la lueur devient plus brillante. Quant au conducteur lui-
même, il reste, dans tous les cas, continuellement entouré d'une
gaine lumineuse cylindrique finement stratifiée. Mais la lueur, moins

(') C« n*est plus le même tube que précédemment, mais un tube conique repré-
Knté figure 5, donl le diamètre va en décroissant de la caibode A Tanode.

( Noie du traducteur. )

5yi FLÏCKER.

intense à la partie supérieure, v est limitée d'une façon parfaitement
nette par Tare supérieur qui passe par le point où le fil de platine est
scellé dans la paroi de verre. I^a lumière cathodique et la lumière
[positive] remplissant le reste du tube sont séparées par un intervalle
obscur étroit; la colonne positive garde son caractère stratifié; seu-
lement, dans le voisinage de l'espace obscur, la forme des dernières
strates sadapte un peu à celle de la surface limitant l'espace obscur.
D'ailleurs la colonne stratifiée ne remplit plus tout l'espace intérieur
du tube; elle subit la déviation décrite antérieurement (*) sous Fac-
tion des pôles magnétiques situés au-dessous d'elle et dans le sens
indiqué, en se concentrant d'un côté ou de l'autre dans la direction
horizontale. Quand on permute les pôles magnétiques, le phénomène
disparaît lentement, puis reparait lentement, de façon tout à fait
analogue, avec cette seule différence, sur laquelle il est inutile de
revenir ici, que la lumière stratifiée va s'entasser du côté opposé du
tube; l'aspect que présente le tube latéralement reste absolument le
même, quand on change de côté.

§ 33. Si le tube, toujours situé dans la direction axiale, par rap-
port au champ magnétique, est maintenant déplacé dans le sens de sa
longueur (Jig* 6) de façon que la région située au-dessus de l'in-

Fig. 6.

U^rstice des pièces polaires soit à présent plus voisine de l'anode, le
phénomène prend un tout autre aspect : les deux arcs de cercle li-
niîtant le demi-anneau sur lequel se concentrait la lueur répandue
aut^^ur de la cathode ont ta forme fies li signes de force magnétique.
L'arc intérieur, qui passe toujours par Textrémité du fil de platine,
rX qui reste toujours en coïncidence avec une ligne de force magné-
tique. !»'étend, pendant le mouvement de translation du tube, de plus
en plus loin du côté de rextrémité anodique, jusqu'à ce qu'enfin,

( ^ ) P»«4jiiee oon traduit ici.

DB L'iNFLtKNCE D'L'N AIMANT SUR LES DÉCHARGES ÉLECTRIQUES. 5y3

quand il a atteint la partie supérieure du tube, il limite complètement
la lumière cathodique. Il se produit, en même temps, un mélange
remarquable de colorations; de nouvelles couleurs apparaissent quand
Panneau s'ouvre et que sa lumière vient au contact du reste de la

lueur : la première est violette, la seconde rougeàtre ; il se forme une

belle lumière bleue.

§ 34. Si enfin {/ig. 7) on déplace le tube conique, à partir de sa
position primitive, encore dans la direction de sa longueur, mais en
sens contraire, de façon que le tube tout entier soit situé sur une
seule pièce polaire, Tanneau lumineux reste très bien délimité. L'arc

Fig. 7.

qui était tout à l'heure Tare intérieur est devenu maintenant l'arc

eiiérieur : il passe toujours par l'extrémité de la cathode et limite

complètement la lueur cathodique violette du côté de l'extrémité ano-

dique du tube. L'autre arc, qui était précédemment l'arc extérieur,

passe toujours, lui aussi, par le point où l'électrode de platine est

soudée à la paroi de verre : c'est maintenant celui qui a le plus vif

éclat: dans son voisinage la lumière de l'anneau, tout en brillant d'un

éclat unifurme, est plus vive. Les deux arcs qui limitent la lueur

cathodique sont encore des lignes de force magnétique,

§ 35. Le tube employé dans les dernières expériences citées pré-
sentait aussi la belle lueur Derte énigmatique. Je l'avais d'abord prise
pour une couleur de contraste purement subjective; puis, comme
cette explication, généralement admise, me parut décidément inad-
missible, j'ai été convaincu que cette coloration se produit dans le
verre lui-même. En réalité, la lumière est bien à l'intérieur du tube;
mais elle touche de si près la paroi intérieure qu'elle en reproduit
toutes les inégalités et donne, par suite, l'impression d'une lumière
spéciale provenant du verre lui-même. C'est l'emploi de l'aimant qui
a permis, tout d'abord, d'éclaircir ce point : quand on inverse le

^74 rLrcKFE-

champ magnétique, cette luear s'ajnte «le côté et d'autre au voisinage
de la cath#Kie. pui» se ra5semhle ^ nouveau aux points où la surface
formée par les li;:ne:? de force mamiétique rencontre la paroi de verre.
Si Ton déplace le tube, cette surface vient rencontrer de nouvelles
régions de la paroi de verre où elle n'existait pas auparavant, et la
lueur verte apparaît aussitôt dans ces nouvelles régions.

Les conditions dans lesquelles cette lumière apparaît, d'une façon
générale, dans un tul>e de Geissier. doivent être discutées en même
temps que le mode d'influence que peut avoir sur les phénomènes
observés dans ce tube la nature chimique des traces de matière pon-
dérable qu'il contient.

§ 36. Ce qu'il faut seulement faire ressortir ici, c'est que la con-
centratiim de la lueur cathodique en une surface lumineuse formée
de lignes de force est certainement un phénomène physique général,
qui se produit dans tous les cas, indépendamment des variations de
coloration que l'introduction de gaz variés peut produire à l'intérieur
du tube. Pour en donner un seul exemple, les tubes contenant du
gaz carbonique donnent une lumière stratifiée d'un beau vert, une
lumière cathodique d'un beau bleu, la gaine qui la limite étant tou-
jours verte. Les formes des surfaces lumineuses, sur lesquelles la lu-
mière bleue se concentre sous l'action du champ magnétique, sont
absolument identiques à celles qui ont été décrites ci-dessus.

§ 37. La couleur de la lumière cathodique soit diffuse, soit ras-
semblée par l'action de l'aimant sur une surface déterminée, est com-
plètement indépendante de la nature des électrodes. On prend trois
tubes absolument identiques, terminés par des sphères identiques,
les fils de platine pénétrant jusqu'au centre respectif de chaque sphère.
Les trois cathodes, avant d'être scellées dans les tubes, ont été res-
pectivement couvertes par galvanoplastie de couches relativement
épaisses d'or, d'argent et de cuivre. Les phénomènes observés dans
les trois tubes sous l'action du champ magnétique sont absolument
identiques.

§ 38. Si, enfin, l'on a fondu une petite sphère à l'extrémité d\in
61 de platine <^M, et si, tout le reste du fil étant isolé par une gaine de

^* > Od p«uI. daas diflférents buts, avoir besoin de fils de platine terminés par une
petite sphère. J*ai employé j>our les obtenir, depuis longtemps déjà, le procédé sui-

DB l'iNPLUENCB D'I'N AIMANT SUR LES DÉCHARGES ÉLECTRIQUES. 5yS

verre fondu, on se sert de la petite sphère seule comme cathode dans
un tube large, la lumière cathodique tout entière répandue au-
tour de celte petite sphère-cathode ne se rassemble plus, sous Tin-
fluence du champ mag;nëtique, de façon à occuper une surface lu-
mineuse, mais se concentre suivant une ligne lumineuse unique,
c'est-à-dire suivant une ligne de force magnétique brillant d^un
vif éclat.

Si le fil de platine qui sert de cathode est isolé de cette façon sur
toute sa longueur, sauf en quelques points déterminés séparés les uns
des autres, chacun de ces points se comporte comme un centre de
lumière cathodique diffusée dans toutes les directions, mais se rassem-
blant, sous Faction du champ magnétique, suivant la ligne de force
qui passe par le point considéré ; à chacun de ces points correspond
une telle ligne magnétique brillante. Si le fil de platine n'est pas
isolé, la lumière se répand à partir de chacun des points de ce fil et
l'on obtient une surface magnétique illuminée, qui est le lieu
géométrique engendré par les lignes de force magnétique pas-
sant par chacun des points du fil de platine [^constituant la ca-
thode\

Tant, sûr et facile. Je prends quelques éléments Grove, trois ou davantage suivant
l'épaisseur du fîi, et je ferme le courant par du mercure, le fil de pla:ine lixé au
pôle négatif de la pile : la pointe du fil fond en arrivant au contact de la surface du
mercure. Si Ton déplace progressivement le fil, on peut le fondre, en quelques se-
condes, sur une longueur de quelques ceniimètres, le fil fondu se rassemblant en une
sphère 1res régulière.

SUR LA DYNAMIQUE DE L'ÉLECTRON,

Pa« h. POINCAKE.

Comptes rendus de l'' Académie des Sciences, t. CXL, igoS, p. i5o4.

11 semble au premier abord que Taberration de la lumière et les
phénomènes optiques qui s'y rattachent vont nous fournir un moyen
de déterminer le mouvement absolu de la Terre, ou plutôt son mou-
vement, non par rapport aux autres astres, mais par rapport à l'éther.
11 n'en est rien; les expériences où Ton ne tient compte que de la
première puissance de l'aberration ont d'abord échoué et l'on en a aisé-
ment découvert l'explication; mais Michelson, ayant imaginé une ex-
périence où l'on pouvait mettre en évidence les termes dépendant du
carré de l'aberration, ne fut pas plus heureux. Il semble que cette
impossibilité de démontrer le mouvement absolu soit une loi générale
de la nature.

Une explication a été proposée par Lorentz, qui a introduit l'hy-
pothèse d*une contraction de tous les corps dans le sens du mouve-
ment terrestre ; cette contraction rendrait compte de l'expérience de
Michelson et de toutes celles qui ont été réalisées jusqu'ici, mais elle
laisserait la place à d'autres expériences plus délicates encore et plus
faciles à concevoir qu'à exécuter, qui seraient de nature à mettre en
évidence le mouvement absolu de la Terre. Mais, si l'on regarde l'im-
possibilité d'une pareille constatation comme hautement probable, il
est permis de prévoir que ses expériences, si l'on parvient jamais aies
réaliser, donneront encore un résultat négatif. Lorentz a cherché à
compléter et à modifier son hypothèse de façon à la mettre en con-
cordance avec le postulat de l'impossibilité complète de la détermi-
nation du mouvement absolu. C'est ce qu'il a réussi à faire dans son
article intitulé E lectroniagnetic phenomena in a system ntoving
with any velocity smaller than that of light {Proceedings de
l'Académie d'Amsterdam, 27 mai 1904).

L'importance de la question m'a déterminé à la reprendre ; les ré-

SUR LA DYNAMIQUE DE L ELBCTAON. 677

sultats que j'ai obtenus sont d'accord sur tous les points importants
avec ceux de Lorentz; j'ai été seulement conduit à les modifier et à
les compléter dans quelques points de détail.

Le point essentiel, établi par Lorentz, c'est que les équations du
champ électromagnétique ne sont pas altérées par une certaine trans-
formation (que j'appellerai du nom de Lorentz) et qui est de la forme
suivante :

(1) x'= Al(x-hzt), y=ly, z' =: Iz, t' = kl{t-htx),

X, y, z sont les coordonnées et t le temps avant la transformation,

y, y, z' et t' après la transformation. D'ailleurs e est une constante

qui définit la transformation

k =

V/I — £«

el/est une fonction quelconque de e. On voit que dans cette trans-
formation l'axe des x joue un rôle particulier, mais on peut évidem-
ment construire une transformation où ce rôle serait joué par une
droite quelconque passant par l'origine. L'ensemble de toutes ces
transformations, joint à l'ensemble de toutes les rotations de l'espace,
doit former un groupe ; mais, pour qu'il en soit ainsi, il faut que /= i ;
on est donc conduit à supposer /= i et c'est là une conséquence que
Lorentz avait obtenue par une autre voie.

Soient p la densité électrique de l'électron, Ç, Tj, !^ sa vitesse avant
la transformation^ on aura pour les mêmes quantités p', Ç', y;', !^' après
la transformation

Ces formules diffèrent un peu de celles qui avaient été trouvées par
Lorentz.

Soient maintenant X, Y, Z et X', Y', TJ les trois composantes de
la force avant et après la transformation, la force est rapportée à
V unité de volume; je trouve

(3) X'=i(X-H62X0, Y'=~» Z'=J.

Ces formules diffèrent également un peu de celles de Lorentz; le
terme complémentaire en SXÇ rappelle un résultat obtenu autrefois
par M. Liénard.

S. P. 37

578 II. POINCARÉ.

Si nous désignons maintenant par X,, Y,, Z, et X',, Y',, Zj le»
composantes de la force rapportée non plus à Tunité de volmne, mais
à Tunité de masse de Télectron, nous aurons

(4) x'.= .fjP(X.4-eix,?), y; = £,^J, zi=?-,^-

Lorentz est amené également à supposer que Télectron en mouve-
ment prend la forme d'un ellipsoïde aplati; c'est également l'hypo-
thèse faite par Langevin, seulement, taudis que Lorentz suppose que
deux des axes de l'ellipsoïde demeurent constants, ce qui est en
accord avec son hypothèse / = 1 , Langevin suppose que c'est le vo-
lume qui reste constant. Les deux auteurs ont montré que ces deux
hypothèses s'accordent avec les expériences de Kaufmann, aussi bien
que l'hypothèse primitive d'Abraham (électron sphérique). L'hypo-
thèse de Langevin aurait l'avantage de se suffire à elle-même, puis-
qu'il suffit de regirder l'électron comme déformable et incompres-
sible pour expliquer qu'il prenne quand il est en mouvement la forme
ellipsoïdale. Mais je montre, d'accord en cela avec Lorentz, qu'elle
est incapable de s'accorder avec l'impossibilité d'une expérience mon-
trant le mouvement absolu. Cela tient, ainsi que je l'ai dit, à ce que
l=z I est la seule hypothèse pour laquelle l'ensemble des transforma-
tions de Lorentz forme un groupe.

Mais avec l'hypothèse de Lorentz, l'accord entre les formules ne se
fait pas tout seul; on l'obtient, et en même temps une explication
possible de la concentration de l'électron, en supposant que /V/ec-
tron, déformable ei compressible, est soumis à une sorte de pres-
sion constante extérieure dont le travail est proportionnel aux-
variations du volume.

Je montre, par une application du principe de moindre action^
que, dans ces conditions, la compensation est complète, si l'on sup-
pose que l'inertie est un phénomène exclusivement électromagné-
tique, comme on l'admet généralement depuis l'expérience de Rauf-
mann, et qu'à part la pression constante dont je Aiens de parler et
qui agit sur l'électron, toutes les forces sont d'origine électromagné-
tique. On a ainsi l'explication de l'impossibilité de montrer le mou-
vement absolu et de la contraction de tous les corps dans le sens du
mouvement terrestre.

Mais ce n'est pas tout; Lorentz, dans l'Ouvrage cité, a jugé néces-
sarire de compléter son hypothèse en supposant que toutes les forces,
quelle qu'en soit l'origine, soient afl'ectées, par une translation, de la

SUR LA DYNAMIQL'E DE l'ÉLECTBON. 5;9

même manière que les forces électromagnétiques, et que, par consé-
quent, Teflet produit sur leurs composantes par la transformation
de Lorentz est encore défini par les équations (4).

11 importait d'examiner cette hypothèse de plus près et en particu-
lier de rechercher quelles modifications elle nous obligerait à appor-
ter aux lois de la gravitation. C'est ce que j'ai cherché à déterminer;
j'ai été d'abord conduit à supposer que la propagation de la gravita-
lion n'est pas instantanée, mais se fait avec la vitesse de la lumière.
Cela semble en contradiction avec un résultat obtenu par Laplace
qui annonce que cette propagation est, sinon instantanée, du moins
beaucoup plus rapide que celle de la lumière. Mais, en réalité, la
question que s'était posée Laplace diffère considérablement de celle
dont nous nous occupons ici. Pour Laplace, l'introduction d'une vi-
tesse fmie de propagation était la seule modification qu'il apportait à
la loi (le Newton. Ici, au contraire, cette modification est accompa-
gnée de plusieurs autres ; il est donc possible, et il arrive en effet,
qu'il se produise entre elles une compensation partielle.

Quand nous parlerons donc de la position ou de la vitesse du corps
attirant, il s'agira de cette position ou de cette vitesse à l'instant où
ïonde gravi/ique est partie de ce corps ; quand nous parlerons de la
position ou de la vitesse du corps attiré, il s'agira de cette position ou
de cette vitesse à l'instant où ce corps attiré a été atteint par l'onde
gravifique émanée de l'autre corps; il est clair que le premier instant
est antérieur au second.

Si donc j:, y^ z sont les projections sur les trois axes du vecteur
qui joint les deux positions, si la vitesse du corps attiré estç, r,, Ç, et
celle du corps attirant ^i, 7^1, !^i, les trois composantes de l'attraction
(que je pourrai encore appeler X|, Y,, Z,) seront des fonctions de
x,/, i, ç, T,, JJ, Ç|, Tj,, ^,. Je me suis demandé s'il était possible de
déterminer ces fonctions de telle façon qu'elles soient affectées par
la tranformalion de Lorentz conformément aux équations (4) et
qu'on retrouve la loi ordinaire de la gravitation, toutes les fois que
les vitesses ç, r», ÎJ, Ç|, r^, Ç| sont assez petites pour qu'on puisse en
négliger les carrés devant le carré de la vitesse de la lumière.

La réponse doit être affirmative. On trouve que l'attraction corrigée
se compose de deux forces, l'une parallèle au vecteur x, y^ r, l'autre
à la vitesse Çi, r^,, ÎJ|.

La divergence avec la loi ordinaire de la gravitation est, comme je
viens de le dire, de l'ordre de Ç^; si l'on supposait seulement, comme
la fait Laplace, que la vitesse de propagation est celle de la lumière.

58o U. POINXARK. — SUR LA DYNAMIQUE D£ l/ÊLBCTRON.

celle divergence serait de Tordre de ç, c'esl-à-dire loooo fois plus
grande. Il n'est donc pas, à prenuère \ue, ahsurde de supposer que
les observations astronomiques ne sont pas assez précises pour déceler
une divergence aussi petite que celle que nous imaginons. Mais c'est
ce qu'une discussion approfondie permettra seule de décider.

CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE COMMUNIQUÉE AU YIDE

PAR LES CONDUCTEURS CHAUDS,

Par O.-W. RICHARDSON, R. A., B. Se.
Traduit de l'anglais par Eiouard SALLES.

Philosophical Transactions, iqoS, A. soi, p. 497 à 5i3.

La partie expérimentale de ce Mémoire renferme Tétude de la con-
cluclibilité électrique de l'espace entourant, à basse pression, des sur-
faces chaudes de platine, de carbone et de sodium. Un exposé préli-
minaire de quelques-unes des expériences effectuées sur le platine a
éléluàlaséancedu 25 novembre 1901 de la Cambridge Philosophical
Socielv (').

I^ conductibilité produite par les métaux chauds a été l'objet d'un
grand nombre de recherches dues à différents auteurs. Les phéno-
mènes, toutefois, sont très compliqués : on trouve en effet que la
quantité d'ionisation ainsi que son signe varient d'une remarquable
façon a\ec la nature, la température, l'histoire précédente du métal,
la nature du gaz environnant ce dernier, avec les altérations même
légères de la surface métallique. Les présentes recherches ont été effec-
tuées avec cette idée que, à température élevée, la conductibilité pro-
duite par les métaux prend sa forme la plus simple, étant due à une
émission de particules négatives. Cette idée trouve un appui dans l'ob-
servation du professeur Mac Clelland ('-) que le courant négatif est dans
<le larges limites indépendant de la nature du gaz, il est de même in-
dépendant de sa pression entre o""",o4 et o""",oo4.

Le principal problème étudié expérimentalement ici est la façon
dont varie avec la température du métal le courant de saturation entre
la surface métallique chauffée et une électrode métallique voisine.
La valeur du courant de saturation correspond au nombre total d'ions

(') Camb. Phil, Proc., vol. XI, p. 286.

(') Camb, Phil. Proc,, vol. X, p. 241, and vol. XI, p. 296.

58a O.-W. RICHARDSON.

produit en une seconde par la surface. Il a été trouvé utile, inci-
demment, d'examiner en plus la relation existant entre le courant et
la force électromotrice pour la conductibilité produite, dans le cas
des trois substances ci-dessus mentionnées, à différentes pressions.

La théorie proposée pour expliquer les phénomènes repose sur
l'hypothèse que la conduction dans les métaux est produite par des
corpuscules, théorie qui a été développée parles professeurs Drude ( * )
et J.-J. Thomson (^). Selon cette théorie un métal doit être regardé
comme ayant une structure spongieuse formée de molécules et d'ions
positifs fixes comparativement grands, avec de petits ions négatifs ou
corpuscules, se mouvant librement avec une grande vitesse à travers
la masse. Puisque les corpuscules ne quittent pas tous le métal quand
ils frappent sa surface, il est évident qu'il doit exister une discon-
tinuité superficielle de potentiel s'opposant à leur sortie. Si main-
tenant nous élevons la température du métal, nous augmentons la
vitesse moyenne des corpuscules, et, pourvu que l'énergie nécessaire
à un ion pour traverser la surface n'augmente pas avec la tempé-
rature, il y aura un plus grand nombre d'ions que précédemment qui,
frappant la surface, la traverseront. De cette façon nous pouvons cal-
culer comment varie avec la température le nombre de corpuscules
projetés à travers l'unité de surface d'un métal. La formule ainsi
obtenue nécessite deux nouvelles constantes, qui sont le nombre
d'ions dans l'unité de volume du métal et le travail effectué par Tion
en passant à travers la surface. On peut dire, par anticipation, que
presque toutes les expériences sont en parfait accord avec la théorie.
En particulier les formules théoriques indiquent un accroissement
extrêmement rapide du courant de saturation avec la température,
à laquelle ce courant est relié par une formule exponentielle. Les
expériences montrent qu'il en est bien ainsi, et le courant de satura-
tion a été suivi pour les trois conducteurs examinés entre les limites
suivantes :

Pour le platine de io-*o à lo-* ampères par centimètre carré

» carbone de lo-» à a »

» sodium de lo-*» à -2 X 10"* » courant total

La limite de température pour le platine et le carbone a varié à peu
près de looo** C. à lôob" C. et pour le sodium de loo" C. à 45o® C.

(*) Drude*s Ann., Vol. I, p. 566.

(') Rapports présentés au Congrès International de Physique. Paris, igoo.

CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE COMMUNIQUÉE AU VIDE. 583

Les valeurs énormes des courants obtenus constituent peut-être le
point le plus curieux de ces recherches. La déperdition la plus forte
qui ait été mesurée a été celle de o,4 ampère entre un filament de
carbone et une électrode voisine, ce qui correspond à un courant de
2 ampères par centimètre carré de surface de carbone, le potentiel du
fil étant de — ()o volts. La pression du gaz dans ce cas n'était que ^^
de millimètre de mercure, de sorte que Tionisation par collision était
négligeable. Dans tous les cas on avait soin que le champ mis sur les
filaments fût insuffisant pour provoquer la décharge disruplive ou la
maintenir après qu'elle eût commencé.

Les plus faibles courants avec le sodium ont été mesurés à l'aide
d'un électromètre à quadrants; le plus fort, o,o4 ampère, a été enre-
gistré à Faide d'un ampèremètre Weston.

Ces expériences montrent d'une façon évidente qu'un métal placé
dans le vide et chauffé à une température suffisamment élevée rend
l'espace qui l'environne un excellent conducteur de l'électricité; les
résultats sont tels que dans le cas d'une lampe à incandescence, à la
température la plus élevée qu'elle puisse supporter, la conductibilité
de l'espace environnant le filament est comparable à celle de ce der-
nier.

Pour un conducteur chaud le courant traversant le milieu et se
dirigeant vers l'électrode n'ira bien entendu que dans une direction.
Quand le métal est chaud et chargé positivement et l'électrode reliée
au sol, le courant est extrêmement petit en comparaison de ce qu'il
est quand le fil est négatif.

Ce Mémoire comporte les divisions suivantes :

A. Recherclies théoriques :

I. Calcul du courant de saturation.

II. Equilibre des corpuscules au voisinage d'une surface infinie
chauffée.

B. Recherches expérimentales :

l. Expériences avec le platine, le carbone, le sodium.

C. Conclusion.

irrtnsi 3rtsitm ïffivp« mk twmme'na^^ 3. à zarr^ b«sum d'être ici ja^
" iiï#-f^. ymt^^vm -tfc- « -t^e »?:» :a«ie -»r ^ 3mfôs=«ar Drmie s * ) : on peal
offueV^i-^ Sipftrp- -"3 "nticsre larioiirs^ :iF;:siiita& zBoatrant la ressem-
.^klîuire ^OTHtt» m ^"SL^ie '3[trr' me suit*niie 4biis on ^az dans les con-
thuta^ «rmnaiiT^ ^ m nxiTVHscaîe Jaa&> mr mét^kL Le professeur
Trioa»#iii. ' & sfHUrr^. -^-l partant; «iu «rteaesab^vl de résistaoce du
htiMniitli lans- m 'Tâaaui "■agnr-tMpig^ *pie le libre poreoors moven
i'^ui *nraii£#raie laoâ'*'? raeîai a une ^vakmr «is i<»~* cai : tandis qu'une
«^•TT^ l>xo«-rTr3cfe^ te IL P'UXer<€RL - îai&^«emt qme pour le pla-
îiœ. L* >r. r-tam. firzHir. le *rariTrf. le xÔK. le eatlottiuB. le mercure
^ le rrartioiie le iii>rç paurtiars mi» ▼«a a dtfs- maievrs comprises entre
.7./^ >^ f 'î'' »^ 4^ £ >C i*^~^ «nn. Le iîlire pam>«r» Boren pour une mo-
{•hiniet 'i' .tance «lanâ- Tair «iîuiâ^ très «n>iB£tBijft§ e:»! io~' cm: de telle fa-
er^n qiu» le Iilir«» parnoiirs mtïjf^u. «rus corposcnle dans le bismuth est
ie nMème que (!eiaî d'one cBiiiéciiie daiK§ Faîr à une pression de j^
d'afmr>*%pKére. Caofii^ que po<ir ^ autres mêtaax cette quantité a la
tnéme valeur que dan^ V^ir pxir une pression de 10*"*. La durée du
libre p(»rc#>tiT^ frH éridesuBenl senleaent dVnviron j^ de celui d'une
molécule à'sÊir po^^sédanl le même libre parcours, en raison de la
grande ifiiti^ée d'a^tatioo de^ corposcales. Néanmoins il est parfaite-
ment lépiimt d'admettre que le temps pendant lequel les corpuscules
MT menirent librement est grand comparé à celui pendant lequel ils
^'entrechoquent. En fait, cette supposition se présente immédiatement
à l'esprit, »i nous attachons une signiGcation bien définie aux idées
de libre parcours et de collision.

Si, en plus de ce que nous négligeons le nombre de corpuscules se
choquant en un moment quelconque, vis-à-vis de ceux qui ne le
font pas, nous supposons que les atomes du métal et les ions posi-
tifs sont sujets à des forces de restitution fonctions seulement de leur

( *) Drude*» AnnaUn, Vol. I, p. 671, etc.

(*) lUpportt présentés au Congrès latcrnalional de Physique, Paris 1900, Yol.III,

(*) PhiL Mag., i. VI, Vol. III, p. g:»:».

CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE COMMUNIQUÉE AU VIDE. 585

déplacement, nous obtenons immédialement, en appliquant l'analyse
ordinaire de la théorie cinétique, la distribution de la vitesse au sein
des corpuscules, distribution qui a été trouvée la même que pour un
nombre égal de molécules gazeuses de même constitution. Ainsi le
nombre de corpuscules (N^N^N^v) qui ont des composantes de vitesses,
entre u et u-\-du^ v el v -\- dv^ \v et w -\- div dans trois directions res-
pectivement perpendiculaires, est donné par

n..n(^

^'^y^-A/iK.^-YJ'é/iv;

N étant le nombre total de corpuscules considérés, m la masse de
chacun d'eux, a, ^, y les composantes de la vitesse d'ensemble des
corpuscules dans les directions w, ^', kv respectivement, le facteur \k
représentant l'énergie moyenne de translation d'un corpuscule, qui
est égale à celle d'une molécule gazeuse à la température considérée.
Les \itesses a, ^ et y sont reliées aux composantes y, r, s de la densité
du courant par la relation

n étant le nombre de corpuscules par centimètre cube, s la charge de
chacun d'eux.

2. Si nous supposons les vitesses d'ensemble nulles ou négligeables
vis-à-vis de celles d'agitation, le nombre de molécules contenues dans
I unité de volume, ayant des composantes de vitesse comprises entre
M et II H- rff/, r et i> H- dv^ w et (v + dw^ devient

.3.

n (— j e-*'"(«"-»-^' ^^^i du dv dw.

tandis que le nombre d'entre elles, possédant ces composantes, qui
frappent l'unité de surface normale à // par seconde est

"(^)

3
S

,^^-Am(iit-K.«+tv«; du dv dw.

586 O.-W. niCHARDSON.

Si nous supposons la surface du ronducleur chaud normale à Taxe
des //, le nombre de corpuscules frappant Tunilé de surface par seconde
sera

f f f ^(— ) ite-^"'^'*'-^^'^'''^^ dudvdti\

Supposons maintenant à la surface du métal une discontinuité
dans le potentiel électrostatique, suffisamment grande pour empêcher
qu'à basses températures les corpuscules ne s'échappent; si le travail
effectué par l'ion, en passant à travers la couche superficielle, est 4>,

la discontinuité de potentiel sera —• La surface étant normale à Taxe

des x^ nous aurons par symétrie

z djr z dz *

<?4> / ï
(4) mu = -— d'où i/o = |/i/* *>

où Uq est la composante normale de la vitesse du corpuscule après
sa sortie du métal. Il est évident d'après ceci que tous les corpus-
cules qui frappent la surface du métal ne s'échappent pas, il n'y a que

ceux qui ont une composante normale de vitesse ~i/ — ^j par suite,

pour avoir le nombre total de corpuscules passant à travers la couche
superficielle, il faut intégrer l'expression (3) par rapport à duj non pas

de o à 00, mais bien de i/— ^ à oo; nous aurons donc, en appelant N ce
nombre total de corpuscules qui s'échappent par seconde

▼ m

4»

(ù) N = - ( A'/mr)"ïc-«^* = nl/-^ e' »^

puinque k est relié à 6 la température absolue par la relation
A' = (aR6)~*, R étant la constante des gaz pour un seul corpuscule.
L(! courant de saturation étant égal à la quantité d'électricité trans-
porti^e par les ions projetés à travers la surface en une seconde, sera
donné par la relation

nrr -—

CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE COMMUNIQUÉE AU VIDE. 58;

OÙ S esl Taire de la surface métallique, £ comme précédemment la
charge d'un ion.

3. Quand les ions sont captés par un champ électrique, aussitôt
qu'ils sont mis en liberté à la surface du métal, comme dans le cas des
expériences qui seront décrites plus loin, le métal doit constamment
perdre de l'énergie par suite de l'émission de corpuscules. Cette
énergie se compose de deux parties : la première représentée par
le travail effectué par les corpuscules en traversant la couche superfi-
cielle, la seconde égale à l'énergie de translation qu'ils possèdent
quand ils viennent de quitter le métal ; la somme de ces deux quantités
estfacile à calculer, puisqu'elle est égale à l'énergie de translation que
les corpuscules qui ont passé à travers la couche superficielle, possé-
daient lorsqu'ils étaient à l'intérieur du métal. Nous n'avons par suite
simplement qu'à multiplier le nombre de corpuscules qui frappent la
surface par l'énergie possédée par chacun, et à intégrer entre des
limites embrassant toutes les valeurs qui passent à travers la couche
superficielle. La perte totale d'énergie est, par suite,

(8) T = - f—\ ^ Ç Ç C m (u«+t^«-^tv«) we-^'«('»'-^*''+«''> du dv dw.

Maintenant le travail produit en une seconde par les corpuscules
traversant la couche superficielle est évidemment N4>, de sorte que la
partie d'énergie perdue par le métal chaud par seconde apparaissant
>ous forme d'énergie de translation des corpuscules est donnée par

Le calcul de la façon dont l'émission d'énergie a lieu, s'applique au
cas seulement où les ions sont captés par un champ extérieur aussitôt
après leur sortie ; s'il n'y a pas de champ extérieur et que les ions sont
laissés libres, nous arrivons rapidement à un état d'équilibre où
il entre en un temps donné à travers la surface du métal autant de cor-
puscules possédant une quantité donnée d'énergie qu'il en sort; de fa-
çon que dans ce cas il n'y a aucune perte d'énergie due à cette cause.

588 O.-W. niCHARDSON.

Le professeur J.-J. Thomson adonné une dëmonslralion de la for-
mule (6), qui est intéressante en ce sens qu'elle ne nécessite pas les
méthodes de la théorie cinétique des g;iz. Supposons un espace clos
limité par une surface métallique chaude, le métal émettra des cor-
puscules jusqu'à ce qu'un état d'équilibre soit atteint; alors autant de
corpuscules allant du métal au vide et du vide au métal passeront à
travers la surface limitant l'espace, mais la pression ne sera pas la
même des deux côtés de la surface, en raison des forces tendant à re-
tenir les corpuscules dans le métal. Il y aura ainsi une discontinuité
dans la pression à la surface de séparation, et 4> étant le travail effec-
tué par un ion mesuré à travers la surface nous avons

p dv = ^,

où I a trait au métal, 2 à l'espace voisin, p est la pression et ç» le vo-
lume occupé par un corpuscule en un point quelconque. Substituant

R 0
à p sa valeur — tirée de l'équation des gaz, nous avons

logr,— logi', = j^

d'où nous avons, si /?2 est le nombre de corpuscules par unité de
volume à l'extérieur du métal, et /?| le nombre par unité de volume à

rinlérieur du métal,

_*
ni= /lie *®.

Maintenant le nombre de corpuscules projeté de la surface par
seconde n'est pas égal à celui contenu dans l'espace clos par unité de
volume, mais égal à ce nombre multiplié par la vitesse moyenne nor-
male à la surface. De sorte que, dans Téliit d'équilibre, N = /î,w,
où

d'où

formule identique à celle obtenue précédemment en ne supposant pas
Texistence d'un état d'équilibre.

En suivant l'analogie entre l'émission de corpuscules et l'évapora-
lion, les formules précédentes, reliant la pression corpusculaire à la

CONDUCTIBILITE ÉLECTRIQUE COMMUNIQUÉE AU VIDE. SSg

température, peuvent être obtenues à Taide de la Thermodynamique
d'une façon nécessltanl encore moins d'hypothèses.

II. — Equilibre de corpuscules au voisinage d'une surface

MÉTALLIQUE PLANE INFINIE.

4. Ce problème, ainsi que le problème correspondant sphérique,
est d'une importance considérable, non seulement au sujet d'expé-
rieDces dans les tubes évacués, mais aussi au sujet de la façon dont
les corps célestes chauds se comportent dans l'espace. Par exemple,
l'aurore boréale et les phénomènes qui y sont reliés indiquent que
de grandes quantités d'ions venant de quelque source extérieure at-
teignent la Terre, tandis que certaines variations du champ magné-
tique terrestre ainsi que d'autres phénomènes météorologiques sem-
blent être reliés d'une façon intime aux phénomènes qui ont lieu à la
surface du Soleil. Ce Mémoire n'essaie pas de résoudre ces questions,
mais les faits que je viens de signaler indiquent que l'ionisation pro-
duite par les corps chauds n'est pas sans importance pour la météoro-
logie.

Le problème considéré peut être énoncé de la façon suivante :

Etant donnée une quantité infinie de métal limitée d^ un côté
par une surface plane infinie maintenue à un potentiel donné,
troui-er la charge par unité de surface du métal et le potentiel en
un point de l^ espace à V extérieur du métal quand l'état d'équi-
libre est atteint.

Prenons la surface de séparation perpendiculaire à l'axe des x^
I indice i a trait aux points à l'intérieur du métal, et l'indice 2 aux
points de l'espace vide voisin. Comme nous l'avons déjà vu, il y a une
discontinuité dans la pression des corpuscules à la surface du métal,
et par suite de la conservation de l'énergie

<n)

j p dv = w^

iv étant le travail dépensé pour faire passer l'unité de masse des cor-
puscules à travers la couche superficielle, p la pression et v le volume
de l'unité de masse des corpuscules en un point quelconque. De
même pour obtenir les équations satisfaites par les corpuscules en
dehors du métal, quand l'état d'équilibre a été atteint nous nous ser-
^irons de ce que, suivant une trajectoire quelconque allant d'un

Sqo o.-w. richardson.

point a à un point 6, le travail dû à Texpansion est é<;;al au travail des
forces électriques, ce qui donne, puisque tout est indépendant de j^et
de <5, que V est le potentiel électrostatique, eo la cliarge d'un corpus-
cule, n le nouibre de corpuscules par unité de volume,

f J^d,+ r n.eo^dT = o,

comme Ni^ = Nû, nombre (Je corpuscules dans Tunité de masse,
Féquation devient

Le potentiel électrostatique doit satisfaire à l'équation de Poisson,

qui prend la forme

d*y , ^ 4îcNoeo

eo étant la valeur numérique de la charge négative.
L'équation qui doit être satisfaite est donc

■^ " T~Z h J Tt = O

Une première intégration donne, B étant une constante d'intégra-
tion,

dx \ V )

quand v est infini — t-^ = o» B = o de façon qi

— ^, — .„v-" »*ue

È — -*

^•le dx = u * dv^

A étant une seconde constante d'intégration.
Nous avons les conditions

V = x quand ar = x,

V = v^e^^ » X = o

satisfaites pour A'= ^^^e^^.

CONDUCTIBILITE ÉLECTRIQUE COMMUNIQUÉE AU VIDE. Sgi

Prenant la racine positive pour Ti, les valeurs négatives étant

N
madinissihles, et posant v^ = —, nous obtenons

Celle équation donne la concentration (i^~') de corpuscules à une
(lislaiire x du plan quand la température est maintenue à 6" absolus.

Relouruant à Téquation (la) nous voyons que Tintégratiou et la
subslilution de i» par sa valeur donne pour le potentiel électrosta-

lique

V = — 2

Si V=: Vo pour X = o la constante d'intégration v est déterminée

par

T = Vo-i-

"a:-4(S) •■"]•

'le lelle façon que V est finalement obtenue de

iij)

v-v.-.^w[-(^^)-...-JS.]

L'intensité électrique en un point x est donnée par

rfV

("^)

cbr

1 _tv

el la charge sur l'unité de surface du plan radiant par

4 1 «V

i^ densité de volume s ^n un point x étant

»v

471 dar«

['-(^^^-"^N'*

JJ ûfx = c puisque ^ = o pour a; r= x.

Vah-*. imnir aiMi- ir- 'i-a.- jt T-tz.ï-^r. la charge superficielle est égale
-'- le -«linf* T'air-ure * r-^il^* ir* li cLii^e totale comprise dans l'espace
•:!::irr:r-'ir iii urt.*!.

♦ ..jininr kuu lir tiio a aiiin»^r:i; i- aju> pouvons calculer le potentiel
-fa la Diiint li-îaiic ir* . . " i\iji-? surface plane de platine mise au
^•ji -t iiainieau»? i me vmzrrntan? Je i5oo" absolus par exemple.
Pr»*!iiiaL- •.■•)minif a»?aiijr^ î»? molécules dans i*^™ à o" et à -Go™",

1 « : j *. •-■'juiuie ':a*in£e ■irm ion. f>.5 x io~*® et comme valeur de -^j

R
4 . 'J.3 ^ i ■-> •. aumbn; .^lî i «it^* Jetermioê expérimentalement, le poten-
ti»fi -jf^ri 1 i '• * 'in 1.3 \.^tt, Làndîs qu'à un point distant de i*^"
il s^nit i»? 1 . 1 ^ok.

Les? exp«îrî«?ao»?s •Lini- La suite n'ont pas été exécutées afin de vérifier
cette partir? Jh I.i théorie, mais elles montrent, comme nous devions
le penser, que pratiquement tout le courant est arrêté par une chute
de potentiel «le IV-nlre Je i \oU quand elle tend à repousser les cor-
puscules \ers le métal.

L'examen de la formule « i5 > indique que, même aux températures
les plus élevées que l'on puisse atteindre, les différences de potentiel
à de faibles distances de la surface chaude ne seront jamais très
grandes. Par exemple, à la température du Soleil (Gooo** C.) la diffé-
rence de jH>lentiel entre la surface et un point distant de i*^™ sera
seulement d'en\iron i6 fois sa valeur à i3oo** C. D'autre part, comme
l'indique ta formule ^17)? la densité superficielle augmente beaucoup
avec la température : dans le cas du carbone à ()ooo" C, 10'-* étant
pris comme valeur maximum probable de n et 7,8x10* comme

valeur de -Tr» nous trouvons pour t la valeur énorme de 3oo unités

éleotn>slatiques, tandis qu'à i3oo", c serait plus petit que ce nombre
dans le rap|>ort de i à 3 x lo'.

(les nombres doivent être seulement pris comme exemples, car il
0*1 ONidenl qu'à 6ooo' C. aucun conducteur ne pourrait exister dans
le \ ide.

Il est à remarquer que la théorie précédente de l'équilibre des
corpuscules au voisinage d'une surface d'où ils ont été émis est tout à
fuit indépendante de toute hypothèse quant à la nature du mécanisme
qui les a mis en liberté. Les résultats sont ainsi intéressants même
\\a\\s le cas où, par la suite, serait reconnue inexacte l'hypothèse que
lem ions négatifs provenant des corps chauds sont les mêmes que ceux
qui lnuispi)rlent le courant à l'intérieur du métal.

CONDUCTIBILITE ELECTRIQUE COMMUNIQUEE AU VIDE.

593

B. — Recherches expérimentales.
I. — Expériences avec le platine.

l. Appareil employé, — La figure 1 représente Tappareil employé, AiB|
est le fil de platine, C est un cylindre d'aluminium faisant fonction d'élec-
trode et entourant le fil; c était mis au sol par l'intermédiaire d'un galvano-
mètre servant ainsi à mesurer le courant. De la résistance du fil on déduisait
sa température, le dispositif employé pour cette détermination ijig. 2) est re-
présenté au-dessous de AFKj.

Fig. I.

hig. 2.

Terre

15jH

KgKK»

B, batterie pouvant donner jusqu'à 400 volts;

Kl, Kj, Kj» K4 clefs ;

A résistance liquide;

ï^siRjïRi boîtes de résistance;

Bj batterie pour produire réchauffement du fil ;

Ri résistance servant à régulariser le courant passant dans F;

Gi galvanomètre mesurant le courant:

G] galvanomètre pour mesurer la résistance du fil;

Rj, Rc shunts de Gp

i. Variation du courant, 3. Expériences avec un courant alternatif,
— Des expériences ont montré que, pour obtenir des lectures convenables, il
était nécessaire, l'état du fil se modifiant, de supprimer, entre chaque observa-
tion, le courant destiné à chauffer le fil et de laisser le tube revenir à lui-même.
U valeur initiale du courant était presque constante, elle décroissait ensuite
lentement pour varier ensuite de façon irrégulière.

S. P. 38

594

O.-W. RICHARDSON.

En employant des courants alternatifs pour échauiïer le fil, les ions produits
à basse température sont tous positifs; mais, à mesure que la température s'é-
lève, le nombre d'ions négatifs augmente, et à un moment donné Taiguille de
Télectrométre n'indiqi^e plus de courant, le nombre d'ions négatifs atteignant
l'électrode est égal au nombre d'ions positifs qui y arrivent. Cette température
est d'environ 900° pour le platine. Au-dessus de cette température l'ionisa-
tion négative prédomine.

4. Relation entre le courant et la force électromotrice. — Dans ces
expériences le courant de saturation était d'environ 3 x 10-® ampères, loooo
fois environ supérieur à celui employé par le profeseur Me. Clelland(ï).
La courbe {Jiff» 3) donne l'allure du pliénomène, le courant obtenu avec

Fig. 3.

1.7

1.6

1 ;•

— ,

■ K

—

■ «0
•S 1.2

1 — '

^"^^

! '

1
. ..J

_—

r \

So fi
-0.»

No.e

m
-0.7

■^0,6
go.5

Jo.*

0.3

0.2

O.I

i—

> ' ^

1
1

t ■

1
1

V : -T - -

1
1 — 1 — 1 — 1 '

0 2D 40 6O8O1OOI20IM1MI8Ot0OaOMO2iQ28O9OO32OMOS€O36OU>042O

Wts a l'toctrémité positive du fil

— 4i volts étant pris comme unité, la saturation a lieu pour 180 volts; la simi-
litude de cette courbe avec celle de Me. Clelland semble indiquer que la courbe
est indépendante de l'ionisation produite par le fil. I^es recherches exposées
dans la suite du Mémoire montrent que, dans le cas de l'ionisation produite
par le carbone, un voltage qui est suffisant pour saturer le courant à une pres-
sion donnée doit saturer à une pression quelconque plus faible; pour le pla-
tine, à une pression de o""", 008, le courant était saturé avec moins de 81 volts.

5. Relation entre le courant et la température du fil. — Le fil était
maintenu à un potentiel de r^o volts. Les courbes (y?^. 4) indiquent que l'io-
nisation négative augmente très rapidement avec la température, que le cou-
rant ne disparait jamais entièrement, mais seulement d'une façon asymptotique ;

( ' ) Camb. PhiL Proc, Vol. XI, p. 296.

CONOUCTIBILITÉ ÉLBCTRIQtlE COHMUMQUÉB Ad VIDB.

59S

«IIfï semblent tendre aussi vers une valeur inOnie du courant de saturation;
nais la théorie indique qu'à des températures plu» élevées le courant augmen-
terait beaucoup plus lentement arec la température, ce qui n'a pas été constaté
dans ces recherches.

Fis. 4.

1 ' ' ■ '

1S0I Lj — 1_ — i_

"•p ^ -i-_ 1

1 ^ h ii.i ' ^ — y — i-^

5 ^ ; ; ! J - rt\

|-:^^îr=::î::S::S::::::

i°° ^'i :L_ / l' M

^'° ' ' i ' / 4/ y' '/'/

"r^^-f---4~-?----imi

rjr^lu&l\'\]\imm\M

Tffitipinture en dégréa centigrades

-"(^y.

6 = =, la formule (71 peut

firrmule donne le nombre de cor|
mêlai par «eronde. L'application il
pales particularités du plié

mscules projetés par unité de surlace du
peuvent se représenler par une formule du
tjpe AO* e ^ ' La valeur de A permet de connaître n le nombre d'ions néga-
tifs libres dans un centimètre cube de platine à [54'^" absolus qui est égalé

i,î>

10"

nombre voisin de celui trouvé par l'alterson (i), calculé par la méthode de
Thumson ('). De la connaissance de 6 on peut tirer la discontinuité de po-
tentiel à la surface du métal, en supposant que le travail elTectué par les cor-
puscules passant à travers la surface est d'origine électrique ; elle a été ti
égale à i, Ï65 x lO"* unités électrostatiques, c'est-à-dire j, 1 volts.

(') Pattebsos. Phi/. Mag., Vol. 111. p. fi},!,

( ' ) Thom^os, Bapportt préteittés au Congrès de Phyiique i

r. — £

"S*- fcV^a: _i '.«oBit^i.

-r iitrfBr^i f»* 'ir3«inrr -rtjt :ei'xi «inn^ lampe
!'r. ■** i^rif** 7 -* -i .iiiti>rit*iic i<* appareils dont

-«-•».

( !.-

Fauteur s'est servi; ce qui caractérise le second de ces appareils c'est qu'une
pince therni«>-électrique. platine-platine iridié, fixée en T|Ti,en contact avec
le lilaoïent F, permettait une mesure commode de ia température.

2. Relation entre la force électromotrice et le courant, — Si le fila-
ment est chargé positivement le galvanomètre n'indique aucun couraut. 1^
relation entre le courant et la force électromotrice dépend en grande partie de
la pression du gaz dans l'appareil et de la température du filament. A très
basse pression, par exemple, au-dessous de o™"',2, le courant augmente très
rapidement avec la force électromotricc, jusqu'à ce qu'il atteigne une certaine
valeur à partir de laquelle il est indépendant de la force éleciromotrice; la sa-
turation a lieu vers -280 volts. Le courant de saturation augmente néanmoins
un peu avec la force électromotrice, augmentation due, évidemment, à l'ionisa-
tion par collision. On constate, si l'on diminue ensuite la force électromotrice,
que la courbe ainsi obtenue ne coïncide pas avec la première, ce qui est dû
aux modifications qui ont lieu dans l'appareil.

ll'CTiBILITK ELECTRIQL'E COHHVNIQL'EE AU VIDE.

597

3. Relation entre te courant de laturalion et la rétUtanee du fila-
Dttnt. — Od déterminait le rapport entre la résiMance du lit et la réstsiunct
qu'il aurait eue à la température de 1 1" au 0

on pouiïit déduire la température en ulilis

Chiltlier pour la variatioD de résistance d'u

iKC(«saire que pour l'appareil de la figure :

reciemcnt la température. De même que dan

Fig. 7.

>nt considéré, et de ce rapport
les nombres donnés par M. Le
■ nient de charbon. Ceci n'était
:lui de la figure 6 ilunnant di-
:as du platine, le nombre d'iona

— 1

:::i:::iiii-::::?::::4

° 1 1 1

Il il

J r

====== N-==^?===-l

ï===^==== ===^-======1

olIi H / / ^ i

iiz::::;;^::^^:iii:^^i:±

nègalirs produit par la surface augmente très rapidement â mesure que la tem-
pérature ïéléve. La figure 7 représente les courbes ainsi obtenues.

4. Relalioa entre la déperdition négative et le courant employé pour
chauffer le filament. — Les premiers e!'sais etfeulués à l'aide du premier ap-
pareil ont montré que le courant maximum transporté par l'émission négative
du filament atteignait la valeur énorme de t,5 ampère par centimètre carré
detur/ace de carbone. Les courbes(/îf. S)ont été construites avec les nom-
bres trouvés. En se servant du second appareil, il était possible de maintenir
la pression constante pendant la durée de l'expérience, à une pression de moins
de ^ de millimètre; on a pu ainsi obtenir un courant de 0,4 ampère, ce
qui correspond à un courant de 2 unpères par centimètre carré de Bur-
bee da filament.

59»

O.-W. BICHARDSON.

5. Relation entre le courant de saturation et la température. — Le
Tableau résume les expériences, les nombres de la colonne Pt indiquent les

Kig. 8.

220

— r

1 i 1
If i -i

il j

ZOO

iJ 1

1 i

■1

180

f ^

I T

saturation

1 1

^|l■

' ft 1

— 1

"^ lOOr

(

S 80

— 1

« f

» ,

5 «,

1 — 1 —

■

[

—

ir^

r—

1
1

0.8 1.0 U I> ».« »J* 2,0 2»2 2A 2.6

Valeur en ampères du courant chauffant le ni

températures données parla pince thermo-électrique; ceux de la colonne / ces
valeurs réduito à celles du thermomètre à air; le fil était maintenu à — 44 volts.

Division

de réoheile

de la pince

thermo-élecirique.

Pi.

io8,5

1 12*2

iio,8

1145

112,8

1 1 65

ii4,8

1186

117

1209

I2ÇI

1229

I20,6

1245

1 2 1 , 5

1254

'19, i

1231

117,3

1212

1 16,3

1202

ii3

1168

110,7

1144

109

Iio;

107

II07

104,1

1077

Courant

Pression

I = 1 o"*

ampère.

millimètres

I 1 10

3,7

0,001

1129

8,2

II45

1162

0,001

1180

1197

167

o,ooi5

1209

29D

1216

669.

ÏI99

■ï66

o,ooi5

ii83

1 10

1173

ii48

1128

16,5

•

iii5

7-5

1097

3,7

107D

',5

0,016

» a

CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE COMMUNIQUÉE AU VIDE. SqQ

UDeautre sériea donné le Tableau suivant, le Hl était maintenu à — 87 volts.

Division

de l'échelle

de la pince

ihermo-éJeclrique.

Pt.

114,6

Ij84

I2«>9

i/j

1-270

i3i,3

i354

i38,5

1428

Courant

de saturation

Pression

I = I0~*

ampère.

millimétrés

1160

o,oo3

1180

o,oo5

I2'i7

346

0,007

1290

2700

0,007

1359

22000

0,007

Ed écrivant la formule (7) comme nous l'avons fait dans le cas du platine, on
trouve que les observations sont représentées d'une façon très satisfaisante par

i ..t
Hoe formule du type AQ^e *; suivant que Ton emploie les nombres du para-
graphe a ou ceux du paragraphe 3, on trouve

6 = 7,8 X 10-* dans le premier cas,
6 = 1 1,9 X 10-* dans le second cas,
9,7 X 10-*.

En prenant comme meilleure valeur de b 7,8x10-* et C = 2i8oà i5i5**
absolus, on trouve que A est de l'ordre de 10** et n de celui de io*«.

m. — Expériences avec le sodium.

i. Nature du problème. — Le sodium a été choisi à cause de son carac-
lèrcélcciro-posilif fortement marqué, et devant se manifester par une faculté
moindre de retenir les corpuscules négatifs. On ,pouvait prévoir à 5oo" un
courant de l'ordre de quelque lo-* ampère par centimètre carré de surface.

1 Description de V appareil. — Le tube en acier sans soudure ABGD
yh' 9) recouvert de silicate de soude est traversé par un fil de platine Ai Bi

Fig. 9-

'rtttt*-

c, c

^nV>^

Têrr-

"nrf*

re{, D.

fMiuvant être chargé à potentiel connu et qui sert d'électrode, ABGD est relié
3u sol. La température est donnée par un couple thermo-électrique G|Di
cuivre-nickel, relié à un cylindre semi -circulaire de laiton B. La partie de

15924^^

«00

de la figure donne le* détatU de mode de fixage des lîls à la c
mbrëe représente ta ciie; afin d'éviitr la fusion de celte subslai
courant d'eau froide |>as<>e dans les lubes G, F, G„ F,.

I.e sodium était placé sur el autour de E ; après avoir été chauffé dan* I
pendant un certain temps, le sodium se ré|iaiidait dans la partie média
tube A6CD. Comme mode de me>iure un électromètre et un galvt
étaient employés: dans le premier cas une paire de quadrants était reliée
i ABCD, l'autre à A] B, par l'intermédiaire d'un condensateur étalon ; dans le
second un pôle de la baiterie de charge était relié au sol et l'autre pAle a A,B|
par l'intermédiaire du galvanomètre.

3. Relation entre le courant el la force électromotrice. — *. Hela —
(l'on entre le courant pour un voilage donné el la température. — Aucun^e
saturation n'a pu être obtenue, mais la valeur du courant sous une force élec —
tromotrice donoée a été mesurée à différentes températures. Les expériences a
ont eu lieu de 217" C. à ii~" C; le courant dans cet intervalle a varié de 10 •
à 10- ' ampère. Les courbes {fig. 10) représentent les résultais iromés.

Fig. 10.

1 '

_^_^

, 1

J » ' '

tl . s .

TWl ifl

""1

i f^i 'Al n l/i

' M : ijl/: f-llIVi

~ 1

- i %r^!

i .Mt ^ 1

/l '=/ ' /

/ 1 k / " /'

, n M' rrr^

/ -i'r

' ■

^::x

l^jAy

«■»?

rr-:

d^mÏ

ditirM^^«aà<K^

Température en degrés centigrudes

Vt^.--

y = logC — J logO = a-t'br
avec I — fl~', 0 étant la température absolue. En portant en ordonnées les

valeurs de logC logS et en abscis'esS-i x lo*, tous les points sauf les deux

premiers sont sur une ligne droite: pour calculer A = g, nous pouvons nous

CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQI K COMMUMOL'RR AU VIDE. 6oi

scnir de la partie rectiligne seule, ou prendre la moyenne dans toute re-
tendue des expériences, les deux valeurs diflFèrent de 24 pour 100 environ;
et, en prenant la moyenne on trouve 6 = 3,i6 x 10* et •;►, VS volts pour la dis-
continuité de potentiel à la surface; quant à n le nombre de corpuscules libres
par centimètre cube, n déduit des résultats = 10'^.

C. — Conclasion.

[.Détermination du nombre dHons par centimètre cube de m.étal. —
Le nombre d'ions négatifs produit par un centimètre carré de surface de pla-
tioe, de carbone ou de sodium peut se représenter par la formule

où

\ 'j.mTz

On en peut déduire n. A et tétant des constantes pour chaque métal; la va-
leurde A dépend de 6, puisqu'on l'a déduit de celle de cette dernière. Mais, si
le nombre trouvé pour le platine correspond bien à celui donné par M. Pat-
terson, il n'en est pas de même dans le cas du carbone et du sodium, cela
tient évidemment à ce que A et 6 sont fonctions de la température.

i Travail effectué par un corpuscule en passant à travers la couche
iuperficielle du métal. — 3. Effet du gaz sur le courant. — 4. Effet
Edison. — Le travail effectué par un corpuscule à travers la surface est en
première approximation inversement proportionnel à la racine cubique du vo-
lume de l'atome de l'élément. Quant à l'hypothèse que l'ionisation serait pro-
duite par le fait des molécules gazeuses venant frapper le métal chauffé
ei devenant ionisées par suite, elle est à rejeter. Tous les résultats expéri-
mentaux SL-mblent montrer que les corpuscules sont produits par le métal, par
on processus analogue à l'évaporation, ils nous permettent de plus d'avoir une
explication du phénomène connu sous le nom d'effet Edison.

5. Énergie émise. — A toutes les températures où les expériences ont été
efFectuées, la perte d'énergie due à l'échappement des corpuscules est beaucoup
moindre que celle qui serait due à l'émission de radiation électro-magnétique
ordinaire, d'autre part elle augmente beaucoup plus rapidement avec la tem-
pérature. Dans toutes les expériences on était loin du point où une fraction
appréciable du nombre total d'ions frappant la surface pouvait la traverser.

i"»> niUUTTi »\

:^\ ?!lEii«[E i)E> ÊLfi:TB»^>S H DES IO\S,

A. SALUTTL

-.#** 3.èi:*-* iiii -♦ii^r-ni • taa»*aii»-a£ •!•»> •extrait* de-* tni\aux sui-

"L Ri Es: Se. — H»*»r'-în»-ar f iiif J4r*:riii»* --ij^ftritiae «ian* un champ de
'iifT- -•fT-rn-'^aiiiiiir -r -irrrTr-imatrifîCipie .-liin. /i. Phrs., t. IV, 1901,

1' E. RmrKZ. — :?vir e ii*«*iv.^nitf7ic t' iiit^ partitrale ëiectriqoe dans un champ

•filmer m maisnraiiuif ••io?-c»oC Atn. 4. Pkvs.. l. VII, 190-2. p. 4oi)-
I" £. RiBOU. — i^vr .e ii*MiT«»mtMit i'in« particule électrique dans un champ

•fiertrfioiiiiÇiitfCiifnt» PhjwiÂ. ZésiUekrift, I9«>i-I902, p. 18-2 >.
i* E. RiciiKi. — «Itiarnbiicioa é ..* ';»>anai««aBce de l'électricité atmosphérique

■ Gœtt. M*gckr. M'ttk. Pkrs. Ci.. 190I, p. i; Ann. d. Phys., t. \ll,

f.>oî, p. ?fr* .
3' E. RiEiiKi. — ^fir un coaraat daos an espace d'air limité par deux sphères

concentriques • G*xît. .\aé:kr. Math. Phys. CL, i9o3. p. 149; Ann. d.

Pkrs.. t. \ll. I9>>. p. )»i4 I.
6** £. RiECKE. — Sur an mode d'approximation des courants saturés entre des

plaques planes parallèle^ < <rcr//. \achr. Math. Phys. CL, 1903, p. 334;

Ann. d. Pkys., t. XII. 1903. p. 820;.
7^ E. RiECKE. — Courant électrique dans un espace d'air ionisé qui est limité

par deux surfaces cylindriques concentriques {Boltzmann Zeitschrift,

1904, p. I4»>-

I. ~ Théorie des électrons.

Deux théories des ions s'oflfrenl à nous coinine point de départ :
une théorie élevée et une théorie élémentaire.

La première suppose pour les électrons une vitesse qui s'approche
de celle de la lumière, l-es potentiels que rélectn>n exerce en un
point de Tespace ne dépendent donc pas, à un moment déterminé^

CONTRIBUTION A LA THÉORIE DKS ÉLECTRONS ET DES IONS. 6o3

de sa position actuelle, mais d^une position antérieure. Un élément
d'espace rempli de masses électriques qui se déplacent avec une vitesse
>uisine de celle de la lumière, agit sur un point de l'espace environ-
nant non seulement d'une autre place mais avec une force et une
grandeur différentes. Les propositions développées dans ce qui suit
n'ont rien à faire avec cette théorie élevée; elles supposent qu'il ne
s'eierce sur l'électron en mouvement dans un champ électrique au-
cune autre force électrique que lorsqu'il est au repos, et que l'action
électromagnétique que supporte un électron en mouvement dans un
champ magnétique est déterminée par la loi de Biot et Savart.

Le mouvement d'une particule électrique dans un champ électro-
magnétique a été considéré, dans des cas spéciaux, par beaucoup de
physiciens, par exemple par J.-J. Thomson, par Kaufmann, par Pel-
lal, etc. Dans ce qui suit, nous chercherons à déterminer ce mouve-
ment d'une façon un peu plus générale. Ce que nous dirons s'appli-
quera d'ailleurs à des particules électriques quelconques reliées à des
masses qui les portent.

I" Equations du mouvement.

Soient

V = — Aar— B^ — r^

le potentiel électrostatique et

<JL' = — <Ao j- — Hl>^ — ^z

le potentiel magnétique; soient encore s la charge, [jl la masse de
l'électron, c la vitesse de la lumière. Les équations du mouvement
sont

^ dr- " ^ dx "^ c\ây dt dz dt / '

Désignons par A la vitesse linéaire de l'électron, l'intégrale de la
force vi\e est

(Il Xî= xj 4-i?,Vo-v).

Toutes les fois qu'une particule traversera cette surface équipoten-
tielle^ sa vitesse sera la même.

Introduisons, au lieu des potentiels V et 9f, les composantes des

6o4 EDUARD RIKCKE.

forces électriques et magnétiques. Les équations deviennent

d^x

dt^

Traçons maintenant par l'origine des coordtmnées une parallèle à
la f(»rce magnétique H. Menons par Télectron un plan normal à H;
soit h le point où il rencontre cette ligne; désignons aussi par h sa
distance de l'origine des coordonnées. On a pour h l'équation

(2) ^ = iKcos(H, E),

E désignant ici la force électrostatique totale.

Le point h se déplace avec une accélération constante sur
faxe parallèle à la ligne de force magnétique.

Menons encore par l'origine des coordonnées la direction E de la
ligne de force électrostatique, et, par la position actuelle de la par-
ticule £ considérée, un plan perpendiculaire à cette direction E. Elle
coupe celle-ci en un point e, dont la distance à l'origine sera égale
à e. On a l'égalité

X y s

<5> ^^di^ = '^'^-cdi

A B r

Menons enfin par l'origine la droite N perpendiculaire à la fois à H
et à E et de sens tel qu'on ait la même disposition pour le système
d'axes H, E, N que pour le système x^ y^ z des a\es primitifs. Par la
position de la particule menons un plan normal à la ligne N et la
rencontrant en un point n distant de Torigine de la longueur n. On a

(4) ,xs.n(H,E)-^-=--H^ + -Hcos(H.E)3jr.

L'équation (2) donne

dt ~ \L

(5) -j7 = - Ecos(H,E)/H-cX.

On a donc, d'après les équations (3), (4), (5), les équations dilVé-
rentielles suivantes pour /? et e :

CONTRIBUTION A LA THEORIB DBS ÉLECTRONS ET DES IONS. 6o5

En désignant par a Tangle de H et Ë, Tintégration des équations

donne

(8) A= ^«H-cJ^

eE COS*3t

(9) e= -

(10) 71 =

A ./eH\ , /eH\

/* -h cj CCS s / H- a^ sin ( — t) -h Of ces ( — n ,

^K \cii I VcfJL /'

c Ë sin a . / e H \ . / e H \

— n — t -h ai sin ( — / ) -f- 61 ces ( — < ),

H \cfji / V^fA /

at=6jsins, 61 = — aiSÏnoL.

En introduisant au lieu des constantes Ut et 6| les vitesses ini-
tiales cj et c'^ de la particule suivant les directions E et N, il vient

(M)

i eu / „ cEsina\ , eu . . ,.

i cix , ^ ^ , cusina/ „ cEsinxX

f ai= ^(cS— cjcosa), 6, = fl._.|^c;H ^ j

En dehors des coordonnées A, e et /i, on peut enfin introduire
encore une nouvelle coordonnée p comptée suivant un axe formant
un système rectangulaire avec H et N et disposé comme le système x,
V, z. On a donc

e — /i cos a

siiia

En désignant par cj la vitesse initiale dans la direction p, il vient

" Sin a

Si l'on applique d'abord ces formules au cas d'une intensité de
champ magnétiiiue qui s'annule^ on a

e E
h^c!tt, n = c'ât, e= — t* -r- c'a t -^ consl.

La trajectoire de la particule est une parabole dont l'axe est paral-
lèle à la force électrique.
Si c'est l'intensité du champ électrique qui devient nulle,

iH „ . /cH ^ „ /eH \

— /i = cîf sin ( — M H- cj cos ( — / ),
cil \cji / V^f^ /

êH „ . / eH X „ /eH \

— i? = cJi sin ( — t — c'û' cos — t )•

6o6 EDUARD RI£CKE.

La projection de la particule sur le plan PN normal à la direction
de la force magnétique décrit donc un cercle de diamètre

La durée de rotation est égale à ait-—-

Dans l'espace la particule décrit une hélice dont le pas est donné
par

Nous simplifierons le cas général de la superposition d'un champ

électrique et d'un champ magnétique en supposant que leurs lignes

de force respectives se coupent rectangulairement. f )n a donc p-^e

h •= c'^i

, . /eH \ /eH \

= b\ Pin ( — t ) — Oi cos ( — / ),

c ^ . /eH \ , /eH \

n —— rr E^ H- ai 8in ( — ^ M- 61 cos ( — / ).

H > c fi / ^ c ^ /

Posons

c c- • /£H \ , /eH \

/ij = — 0*^'» /ij = ai sm f — M -f- Oj cos ( — t\.

Le mouvement dans le plan EN normal aux lignes de force magné-
tiques se réduit donc à un déplacement dans la direction de l'axe
des N, c'est-à-dire normalement à la direction de la force électrique,
avec la vitesse

H ^'

et en une oscillation dont les composantes sont données par

i . /eH \ /eH \

« = ©i sin ( / ) — flj cos ( — 1 1 ,

\C[X / \cji /*

. /eH \ , /eH \

/i, = a\ sin ( - — n -h 61 eus ( — / 1 .

\ c [X / \c.\i. I

La combinaison de ces deux équations donne une rotation sur un

(•) E. RiECKE, Wied. Ann., t. XIII, 1881, p. 191. — Schister, Proc. Boy. Soc,,
t. XXXVII, 1884. p. ^17-

CONTaiBVTION A LA THEORIE DKS ÉLECTRONS ET DES IONS 607

cercle de rayon

rh/i'-'iï -'■'■

La vitesse linéaire de la particule sur ce cercle est

i/(

flE + <^ï)

^.E-hc2) -+-c:\

lien résulte que, suivant que cette vitesse est inférieure ou su-
périeure à fa vitesse linéaire du centre^ la particule se déplace
dans te plan EN sur une cycloïde diminuée ou augmentée.

Si les vitesses initiales c^ etc^^ sont nulles, nous obtenons comme
trajectoire dans le plan EN une cycloïde ordinaire.

lia pente d'un arc de cycloïde a pour longueur

c«Li E E

Dans le cas général où l'angle a a une valeur quelconque comprise
entre 0 et ^» on a, dans le plan EN, au lieu du cercle obtenu pour

i=-, une ellipse dont le grand axe a la direction N et la courbe

que décrit le centre de l'ellipse est une parabole dont l'axe a la direc-
tion Ë.

Siy enfin^ les directions des lignes de force magnétique et
électrique sont les mêmes, la particule se déplace dans leur direc-
tion avec la vitesse uniformément accélérée C* -h —Ht. Sa projection
sur un plan normal à la direction des forces décrit un cercle de

C Mm

ravon -^^^q. Dans l'espace elle se déplace sur une hélice dont le pas

augmente régulièrement.

Dans ce qui précède, les champs électrique et magnétique sont
supposés homogènes. La considération de champs non homogènes
olTrirait des difficultés beaucoup plus grandes. Pour me rapprocher
des phénomènes connus observés dans les tubes de Geissier à ca-
thode formée par un fil, j'ai encore envisagé le cas suivant. Je sup-
pose que la cathode est formée par un cylindre infiniment long de
rayon a; que les lignes de force magnétique sont parallèles à l'axe du
cylindre, le champ étant homogène. Soit Ua le potentiel électrosta-
tique sur la surface de la cathode, u en un autre point quelconque.

B*'

- -fr ^ je* «M^ualions de-

^ -_^

•^ i. *

à-

:=^-*U

ff Si e- ÀimàâL -^ IL-

■5î^'"iij;jii..i4r.

>ur un cercle
at^ A TMhiftÊt^ Là tnjecloire est
èODirvMrae bt *r« «rencie auquel elle est

l ' téinrnci jé'-^^iutf »*£niys> — Lx>r54Çi«f [«ftîfwce qui sépare les

ipris jf^nit*> r ur -•iiaisa5iÉafir**?% 1101=?*?. :L'nLnf>iillequ*il>'ëlablitun

•iiirkfu. ? ••ir it*^ r»tfT-r^ r*tf»:ti»>fii»>irî»:»f^ ixf ^i«rtAine> grandeurs le

-.\êirviL -^-r mieatfaiCAac tif ■^•^s— ri: jil a ai»cs le phénomène d'un

••iiiiimir -aair*f. >'iir .#**iii*ft :•»«> ^«*> i«>a> ^^ii preonenl naissance à un

*'**rtaia Jia HUifiu ?*)iii:. tu jic^aie jx^t^ftaC p«>«sâ«> sur les plaques du

«! »}ai Itfaàace^ir .

ExL oitf rapc^^iaoc «'ifruîiivf^ «f ï]}<rî<eBio^» «le M. Hanns ( * ) il m'a
fsàm imc«*T«>saar >i~<ftrfa^tF« U thti^r^xie aa ca> où les courants s'ap-
pr*><k«iit «iif ta sèCiirèd*>a. *Ja penC eicrire tout de suite les équations
fondame&iai>» d<f là tîke»>rie.

!>oil \ la densité de> î*>as p>sitît*s. N celle des ions négatifs. Soit q
le nombre de^ ions qui prennent naissance en une seconde par cen-
timètre cube. Soit zNN le nombre de ceux qui disparaissent dans le
même temps en se recombinant. Soient Ej-, E^y E^, les composantes
de la force électrostatique^ L et V les quantités de mouvement abso-

lues des ions, X* et A leurs coefficients de diffusion, i> la vitesse de la
lumière, e le quantum élémentaire dans la masse électrostatique.

(') Physik. Zeitschr.f 4* année, p. 11.

CONTRIBUTION A LA THÉORIE DBS ÉLECTRONS ET DES IONS. 609

Soient enfin Z^, iyt iz 'es composantes du courant galvanique mesu-
rées en unités électrostatiques.
On a alors les équations :

^ =— i^UdivVNKJ-hÂ-AN-h^ — aNN,
ôt

11)

divK = 4iîe(N — n),

Pour un état stationnaire les termes — 7 et ^ s'annulent. Dans le cas

Ot dt

d'un courant de saturation il faut négliger les termes dépendants de
la diffusion et des recombinaisons. Ti reste alors les équations très
simplifiées :

(")

Udiv(NE)= y =— i;Vdiv(NKX

divE = 47re(N — n),

Leur résolution permet de comprendre toutes les propriétés des cou-
rants de saturation. Mais elle permet aussi d'avancer un peu la théorie
des courants qui ne sont pas tout à fait saturés.

Introduisons les valeurs N et N valables pour les courants saturés,
dans les expressions multipliées par a et Xr des équations (I). Nous

obtenons un nouveau système d'équations pour déterminer N, N, E;

leur résolution nous conduira à un premier état très voisin de la satu-

■4- —
ration. Nous pourrons, de nouveau, tirer de ces équations N|, N| et

£i,et les substituer dans les équations (I), ce qui nous donnera un
second état un peu plus éloigné, etc.

J'ai appliqué cette méthode à des condensateurs sphérique, plan
et cylindrique.

Pour un condensateur sphérique^ les grandeurs considérées ne dé-
pendent que de la distance r du point où on se trouve au centre de la
S. P. 39

6lO KDCAftD EIECKE.

sphère. Pour an courant de saturation, on a

OÙ r^ et r/ sont les rajons des sphères extérieure et intérieure.

En portant, comme on l'a ^'u, ces valeurs dans les équations (1),
on obtient, pour le premier état approché de la saturation, le système
d'équations :

" Q ^ pUV r r*

^ 8 U-i-V r ,î:r; . Sire k -i- k r ^^^ -\ ,

8 U-i-V r .^r; . 87t6 k-hk r .j^ -\ ,

Wi C«i ^ ■ -. -, ^ -♦- ■r TV f

' * ep(U-i-V) 3pU

^ji-^^as-^N)

V 4»,

-+-T:— r; rr -r*

t^(U-hV)rfr" ' 8TC8U-hVr«

Les constantes d'intégration entrant dans ^4 et ^4 seront déter-
minées par les conditions limites; pour la sphère intérieure chargée
positivement, on doit avoir

si e désigne la charge de cette sphère. On aura la seconde condition
limite en remarquant que sur la sphère intérieure c'est par les ions
négatifs que l'électricité varie. Il en résulte :

£P

v(N-E.)=.V-ei(g)^.

ii étant la densité du courant contre l'électrode intérieure.
La résolution des équations donne

] St^U \ r^ / vV r* J^,, vV dr

.N.E.= ^.r('•l-^- 4 -L r..SNrfr-4 #•
i i» \ \ /•' / v\ r^ J v\} dr

CONTEIBUTION A LA TH^OKIB DBS ÉLECTRONS ET DES IONS. 6ll

-f- —

On prendra ici pour N et N les valeurs données par les équa-
tions (i).

Pour le courant total C d'électricité qui traverse la surface des
sphères intérieure ou extérieure, on aura

(3)

Û désigne ici le volume total de l'espace compris entre les sphères
intérieure et extérieure, dv un élément de cet espace. L'observation
des courants presque saturés fournit donc un moyen de déter-
miner la constante a de recombinaison des ions.

Condensateurs plans. — Malheureusement, dans les expériences
de Harms, l'intensité des courants n'a pas été déterminée avec assez
d'exactitude pour qu'on puisse en déduire a. Dans ce but, la forme
des condensateurs plans semble convenir beaucoup mieux, et c'est
ce qui m'a conduit à étudier les formules se rapportant à ce dernier
cas.

Désignons par / l'écart des deux plateaux, par x la distance d'un
point quelconque au plateau positif. On aura, pour le cas d'un cou-
rant qui n'est pas tout à fait saturé, les premières équations appro-
chées

(4)

Dans ce premier état approché de la saturation, le nombre des
ions qui prennent naissance à la seconde par centimètre cube sera

C»

*«=f/-^7/'^'^''^-

Ici /représente la densité du courant observé.

Si Ton veut utiliser la mesure de ces courants qui ne sont pas
entièrement saturés à la détermination de a, il est nécessaire d'étendre
la théorie à un second état approché pour diminuer l'erreur que l'on
commet en se limitant à la première substitution. En continuant le

6l2 tlDlARD RlKCkK.

raisonnement, on trouve pour a Tëquation suivanlt* :

3t C — / / (' • ■ i'

dans laquelle c et £ ilrsignent respeclivemenl les densités du courant
saturé et du courant observé.

Des mesures récentes ont été faites dans mon laboratoire pour

déterminer la constante -• Elles donnent en moyenne la valeur

- = 4'200.
E

On peut établir d'une façon tout à fait analogue les formules rela-
tives à un condensateur cylindrique. Soient a et b les rayons respectifs
du cylindre extérieur et du cylindre intérieur supposé positif. Soient
e la charge du cylindre intérieur sur une longueur i, c^ la densité
du courant de saturation à la surface du cylindre intérieur, ib celle
du courant non saturé observé. On a, pour le second état approché
de la saturation,

/u • ^^ n'^Cb—ib/ c,,— ib\

'' {a^^b^)b ib ib \ ib /

2. — Sur la dissipation dans l'air animé d*im mouvement oniloime.

Pour pouvoir raisonner sur les expériences entreprises dans le but
de déterminer la dissipation de Téleclricité dans Fair, il semble inté-
ressant de rechercher quelle influence peut avoir le mouvement de
l'air sur la marche de ce phénomène.

Imaginons, pour cela, une petile sphère chargée d'une masse
d'électricité négative e, et placée dans un espace illimité où Tair est
animé d'une vitesse constante en grandeur et en direction. Si Ton
suppose cette sphère assez petite pour qu'on puisse négliger les défor-
mations qu'elle cause aux lignes de courants, il est facile de déter-
miner les trajectoires des ions positifs. Limitons dans Tair un espace
cylindrique dont l'axe, passant par le centre de la sphère, soit paral-
lèle à la direction du courant de l'air. Tous les ions positifs qui se
déplacent dans ce cylindre, en allant vers la sphère, viennent à son
contact et lui enlèvent une partie de sa charge. Le diamètre de ce
cylindre est inversement proportionnel à la racine de la vitesse du
courant. Il en résulte que la quantité d'ions venant par seconde au

CONTRIBUTION A LA THE0R1K DKS ÉLECTRONS BT DES IONS. 6l3

contact de la sphère reste la même; la dissipation est indépendante
de la vitesse avec laquelle l'air est entratné.

Cette proposition a été soumise à un contrôle expérimental par
M. H. Schering (*), Qt trouvée exacte pour une sphère de S*^"* de
rayon; pour une sphère de lo*^"* de rayon, il y avait des variations
atteignant jusqu'à 8 pour loo, que Pair fût en mouvement ou au
repos.

3. — Sur la masse des ions contenus dans Tair.

Lorsque des molécules gazeuses rencontrent un ion positif isolé
ou un électron neutre, il se crée des formations complexes qu'on dé-
signe, d'après J. Stark, sous le nom de motions. Différentes recherches
rendaient vraisemblable la supposition que les ions de l'air étaient
ainsi des molions. Ainsi M. Langevin a trouvé que, dans l'air, il y
avait environ 7 molécules réunies en un molion. La considération
suivante conduit à un résultat un peu différent.

Envisageons d'abord les ions positifs. Il existe entre leur coefficient
-♦-
de diffusion Xr, leur chemin moyen Ip et leur vitesse moléculaire iip,

la relation

A' = - In Un»

Désignons encore par / le chemin moyen des molécules neutres
de l'air, par a leur vitesse moléculaire, par s le diamètre moléculaire
d'une molécule d'air, par Sp celui des ions; on obtient alors, pour
leur vitesse libre, l'équation

Ip _ 4 v^'^ . / Un

'f /, . InV \

'' -r- Uj,

On a deux équations à trois inconnues /p, Up et Sp, Pour arriver à
des valeurs déterminées, il faut donc une troisième équation. On
l'obtiendra en faisant l'hypothèse que le rapport de la masse au volume
est le même dans les ions et dans les molécules neutres de l'air. On
trouve donc pour le rapport entre la masse des ions [x^ et des molé-
cules neutres M la valeur

(') H. ScHERiNO, Der Elster-Geitel'sche Zerstreuungsapparat und ein Versuch
quantUativer absoluter Zerstreuungsmessung {Gôttinger Dissertation, 1904).

6l4 E. EIBCKB. — CONTBIBUTION A LA THÉORIE DES ELECTRONS ET DES IONS.

et, de même, pour les ions positifs,

M «t —3,0.

M u

Si l'on ne fait pas de supposition sur les diamètres moléculaires Sp

et 5a, on arrive seulement à assigner aux rapports t^ ^^ tt certaines

limites par des considérations de probabilité dans lesquelles nous
n'entrerons pas ici.

»•— «

PHÉNOMÈNES ÉLECTRIQUES

PRODUITS PAR LES RATONS DE RÔNT6EN,

Par a. RIGHI.

Comptes rendus de l'Académie des Sciences, séance du 17 février i8g6.

Dans le Compte rendu de la séance du 3 février, je trouve une
Communication de MM. Benoist et Hurmuzescu, sur la dispersion
des. charges électriques obtenue par les rayons deRôntgen. Comme
j^ai fait, en même temps que ces physiciens, des recherches sem-
blables, que j'ai communiquées à l'Académie des Sciences de Bologne
dans sa dernière séance, et que mes résultats ne sont pas tout à fait
identiques, je demande la permission d'en donner ici un résumé.

J'ai employé un électromètre de Mascart comme appareil de mesure.
Il est en communication avec les corps sur lesquels on fait arriver les
rayons X, qui proviennent d'un tube de Crookes, renfermé, avec les
appareils fournissant les décharges, dans une grande caisse métallique
en communication avec le sol. La partie de la caisse qui est voisine du
tube est formée par une épaisse lame de plomb, ayant au milieu une
fenêtre ronde, de 10*^" de diamètre, recouverte par une lame mince
d'aluminium, d'où partent les rayons.

J'ai reconnu qu'un disque métallique communiquant avec l'électro-
mètre perd rapidement sa charge, qu'elle soit positive ou négative.
La durée d'action nécessaire pour que le potentiel descende de 7 volts
à 3,5 a été sensiblement la même pour un potentiel positif et pour
un potentiel négatif.

Avec une charge initiale positive, la décharge n'est pas complète;
avec une négative, non seulement le corps se décharge, mais il se
forme une charge positive.

Si je fais tomber les rayons de Rontgen sur un de mes couples pho-
toélectriques, qui sont formés par une toile métallique en communi-
cation avec le sol, parallèle et très voisine d'un disque métallique en

6r6 niGHi. — phénomènes électriques produits par les rayons de rôntgrn.

communication avec réiectromètre, j'obtiens une déviation positive
ou négative suivant la nature des métaux du couple, comme avec les
rayons ultra-violets.

Enfin, un disque à l'état naturel se charge positivement lorsqu'on
l'expose à la nouvelle radiation (ce qui a lieu aussi, comme je l'ai dé-
montré autrefois, en employant les rayons ultra-violets). Avec ce même
disque, le potentiel positif final est le même, quelle que soit la valeur
initiale, positive, négative ou nulle, du potentiel du disque. Ce po-
tentiel final a été plus élevé pour le cuivre que pour le zinc, et encore
plus élevé pour le charbon de cornue ( * ).

Je trouve, en outre, qu'une lame de verre ayant presque i*^"* d'épais-
seur, placée sur le chemin des rayons X, ne détruit pas leur action,
mais seulement l'afiaiblit. De même, l'interposition d'une lame
épaisse d'aluminium, d'une planche épaisse de sapin, ou même de la
main placée de manière à masquer complètement la fenêtre, ne fait
qu'affaiblir plus ou moins Faction des rayons.

Je m'attendais à ce que des résultats, semblables à ceux que j'ai
décrits, seraient obtenus, en même temps que par moi, par d'autres
physiciens, vu que de toutes parts on s'occupe actuellement des
nouveaux rayons; je suis heureux de constater l'accord qui existe,
au moins sur les points fondamentaux, entre mes résultats et ceux
qui m'ont fourni l'occasion de cette Communication.

(') L'Auteur a reconnu plus tard, que cette charge positive clait due, au moins
partiellement, à la différence de potentiel de contact entre le disque et les corps en-
vironnants, comme dans l'expérience précédente; mais il a éliminé cette cause d'er-
reurs par de nouvelles expériences dans le vide. La charge posiiive ainsi obtenue
s*explique aujourd'hui comme conséquence de l'émission de rayons secondaires (cons-
titués d'électrons négatifs) provoquée par les rayons X. {Note de Vauteur.)

SUR

Li COXVECTION ÉLECTRIQUE SUIVANT LES LIGNES DE FORCE,

PRODUITE PAR LES RAYONS DE RÔNTGEN,
Par Auguste RIGHI.

Comptes rendus de l* Académie des Sciences, séance du 24 août 1896.

Dans mes publications diverses sur les phénomènes électriques
produits par les rayons de Rontgen, j'ai toujours interprété les faits
observés comme s'il était démontré que le mécanisme de la propaga-
tion de Télectricité est le même que lors de la dispersion par les
pointes aiguës, ou de la dispersion à la surface des conducteurs chauffés
au rouge, ou de la dispersion produite par les rayons ultra-violets. Je
me réservais de montrer, dans un Mémoire comprenant l'ensemble
de mes recherches sur ces phénomènes, de quelle manière l'électricité
se propage dans les gaz traversés par ces rayons; je crois I)on cepen-
dant (le faire connaître, dès à présent, quelques expériences qui me
paraissent démonstratives.

Lne boule métallique est placée à quelques centimètres d'une
lame d'ébonite qui porte, sur la face extérieure, une armature métal-
li(|ue. Entre la lame et la boule, on place une petite croix d'ébonite.
La boule et l'armature sont maintenues chargées d'électricités con-
traires, au moyen d'une petite machine électrique.

Si. la boule étant négative, on fait tomber sur sa surface des rayons
ultra-violets, on obtient sur l'ébonite, après un temps suffisant,
y ombre électrique de la croix. Il suffit de prendre la lame d'ébonite
et de projeter sur elle le mélange de soufre et minium, pour voir^
apparaître une croix jaune sur fond rouge.

Au lieu des rayons ultra-violets faisons agir les rayons X. Dans ce
l)ut, on emploie un tube de Crookes placé de manière que les rayons X
qui en émanent traversent l'air qui se trouve entre la boule et la lame,
n est bon de placer, entre le tube et les autres appareils, une grande

6l8 KIGHl. — LA CONVBCTION KLBCTEIQUE SUIVANT LES LIGNES DE FORCE.

lame mince d'aluminium (ou mieux de renfermer le tube dans une
enceinte métallique) communiquant avec le sol. Le résultat de l'expé-
rience est le même que précédemment.

La forme de Tombre et la place qu'elle occupe indiquent qu'elle
est projetée par les lignes de force. La croix arrête mécaniquement
celles des particules électrisées qui se meuvent suivant lesdites
lignes, qui la rencontrent, de manière qu'elles ne peuvent pas aller
déposer leur charge sur l'ébonite.

La poudre jaune qui adhère dans l'ombre y est attirée parla charge
d'influence de l'armature.

Pour juger jusqu'à quel point les trajectoires des particules élec-
trisées coïncident avec les lignes de force, j'ai eu recours aux sys-
tèmes cylindriques, comme j'avais fait déjà lors de mes recherches
sur les autres cas de dispersion.*

Au lieu de la boule, on emploie un long cylindre et, au lieu de la
croix, une bande rectangulaire d'ébonite. Les lignes de force sont
alors des arcs de cercle, et il est aisé de calculer d'avance la place
que l'ombre de la bande doit occuper. Après l'expérience, on vérifie
que l'ombre occupe sensiblement la place prévue.

Il me semble que ces expériences montrent bien l'existence d'une
convection suivant les lignes de force et viennent ainsi confirmer mes
vues anciennes sur le mécanisme de la propagation de l'électricité
dans les gaz.

Je suis heureux de constater l'accord entre ma manière de voir et
celle qu'a formulée récemment M. Villari (*). Ce physicien conclut,
de ses ingénieuses expériences, que la dispersion produite par les
rayons X est une convection : mes expériences précisent davantage
le mécanisme du phénomène, en indiquant quelles sont les trajec-
toires parcourues.

(*) Comptes rendus f i3 juillet 1896.

■—» «

LA MOBILITÉ DES IONS

IKUR VITESSE DE RECOMBINAISON DANS LES GAZ RÔNT6ENISÉS,

Par E. RUTHERFORD.
Traduit de l'anglais par H. BËNARD.

Philosophical Magazine, b* série, t. XLIV, nov. 1B97, P* 433-44o-

Rappel des expériences (>) montrant que Tair rontgenisé conserve la pro-
priété de décharger les corps électrisés positivement et négativement pendant
m temps court après que les rayons ont disparu.

Dans le présent Mémoire on a étudié la durée de cette persistance
de la conductibilité pour l'air et les autres gaz et, à l'aide des données
ainsi obtenues, on a pu déterminer la mobilité des ions dans dilTé-
renfô gaz.

Deux méthodes distinctes ont été employées pour déterminer la
durée de la conductibilité, et toutes les deux ont donné des résultats
concordants.

!• En faisant circuler de l'air avec une vitesse connue le long d'un
lube, et en mesurant la conductibilité à différentes distances du point
où agissent les rayons ;

2° En soumettant le gaz à une force éleclromotrice à des intervalles
de temps déterminés après la disparition des rayons, et en mesurant
la quantité d'électricité qui a traversé le gaz.

Première méthode.

Un cylindre d'aluminium était relié à un long tube de laiton de i™
de longueur et de 3*^™ de diamètre. Le cylindre d'aluminium était
placé au-dessus d'une ouverture ménagée dans la boîte métallique
renfermant la bobine et le tube et destinée à constituer un écran élec-

(') J.-J. Thomson et Me. Glelland, Proc. Boy, Soc^ t. LIX, 1896; J.-J. Thomson
et RcTHERFORD, PhU. Atag.<, novembre 1896, Mémoire traduit dans ce Recueil.

6aO E. RUTHBRFOnD.

trique parfait contre toutes les perturbations électrostatiques exté-
rieures. Une plaque de plomb épaisse, recouvrant le cylindre d'alu-
minium, protégeait soigneusement contre tout rayonnement dirigé
vers les régions extérieures. Le tube d'aluminium était relié en série
avec un gazomètre rempli d'air, dont la pression était réglable à l'aide
de poids placés au sommet. Avant d'atteindre le tube d'aluminium,
l'air traversait un tube plein de coton de verre destiné à le débarrasser
de ses poussières. Trois électrodes égales et identiques, isolées, étaient
placées à des intervalles connus le long du tube de laiton. Le tube de
laiton était relié à la terre, et l'une des électrodes à l'électromètre.
Les deux paires de quadrants étaient reliées ensemble, et le tout
chargé à un potentiel élevé (pratiquement, environ loo volts). On
isolait alors les deux paires de quadrants Tune de Tautre. Quand on
excitait les rayons, aucun eflet n'était produit sur l'électromètre, à
moins qu'on ne fît circuler dans le tube un courant d'air venant du
gazomètre : le mouvement de l'aiguille de l'électromètre montrait
alors que l'air passant sur les électrodes était conducteur. On mesu-
rait séparément la vitesse de déperdition pour chacune des électrodes,
et comme la capacité du circuit de l'électromètre restait à peu près
identique dans les trois cas, les vitesses de déperdition étaient pro-
portionnelles à la conductibilité de l'air au voisinage de chaque élec-
trode.

En notant le volume d'air qui sortait du gazomètre pendant un
temps donné, et connaissant le diamètre du tube métallique, on pou-
vait calculer facilement la vitesse moyenne du courant d'air, et par
suite aussi les intervalles de temps employés par le courant d'air pour
passer d'une électrode à l'autre. On pouvait faire varier à volonté la
vitesse du courant d'air, en changeant les poids placés sur le gazomètre.

Le Tableau suivant montre de quelle façon la conductibilité de
Tair variait avec la durée du temps écoulé depuis l'exposition aux
rayons. La première colonne donne les temps employés par le courant
d'air pour passer d'une électrode à l'autre, et la seconde colonne le
rapport des vitesses de déperdition des électrodes.

Temps écoulé

Rapport des vitesses

en secondes.

de déperdition.

o,i3

0,75

0,22

0,61

o,a8

0,57

0,65

0,39

^,4

0,1 1

LA MOBILITÉ DES IONS ET LEUR VITESSE DE RECOMBINAISON. G2I

Oavoit que la conductibilité décroît rapidement avec le temps el
n est plus que - de la valeur primitive au bout de 2%4'

Il se peut que quelques-unes des particules conductrices aban-
donnent leur charge aux parois en circulant dans le lubc, mais cette
correction est probablement très petite puisqu^il n'y a pas de force
agissant sur le gaz chargé et tendant à le repousser vers les parois,
comme c'est le cas quand il y a électrisation libre.

Dans le Mémoire de J.-J. Thomson et E. Rutherford déjà cité, on
a montré que dans un gaz rontgenisé, un état permanent est atteint
quand le nombre des ions produits en une seconde par les rayons
(soit q ce nombre par centimètre cube) est égal au nombre des ions
recombinés pendant le même temps.

Si N est le nombre final des ions, on a alors

2 étant une constante pour chaque gaz particulier, mais variant d'un
gaz à l'autre. Après la suppression des rayons, la vitesse de diminu-
lioo du nombre n de particules conductrices est donnée par

ce qui donne, pour le nombre n des ions subsistant au bout du
temps /,

il ï I

n i>

Le temps T, nécessaire pour que le nombre de particules conduc-
trices tombe à la moitié de sa valeur, est donné par

D'ailleurs, les vitesses de déperdition des électrodes sont propor-
tionnelles à /i, puisque le gaz est soumis à une force électromotrice
suffisante pour le saturer complètement. On peut comparer les vitesses
de déperdition observées à différents intervalles avec celles que
donne la formule (3).

Les courbes de la figure i permettent de faire cette comparaison :
la courbe tracée d'un trait continu donne la relation expérimentale,
la courbe pointillée la relation théorique entre la conductibilité et le

r j» Jevx oMrtm le poiot P, où la c
: -b! sk Takur primitive.

On voii que les deux courbes coïncident bien, les écarts étanl de
l'ordre des erreur* d'expérience. Ceci montre que la formule (2) re-
préseDle très exactement la loi de reeombinaison des ions. Cet accord
excellent a toujours été obtenu, et cela pour un très grand nombre
d'expérieDces dans lesquelles rintensilé de la radiation variait dans
de larges proportions.

DeuzièBa méthod».

La méthode précédente n'était applicable qu'à l'air, à cause de la
grande quantité de gaz nécessitée par une série d'observations.

La méthode suivante pouvait senir à déterminer la vitesse de re-
cumbinaiaon des ions pour différents gaz, et pour des valeurs extrême-
ment dîiTérentes de l'intensité de la radiation.

On prenait un bocal en verre dont le fond était couvert d'une lame
mince d'ébonite. Une électrode centrale atteignant presque le fond
du bocal était isolée à l'iiide d'un bouchon de paraffine fermant le
goulot. L'extérieur du bocal était couvert de papier d'étaîn relié
métalliquement à l'intérieur. Le bocal était placé sur des blocs isolants
au-dessus d'une fenéire couverte d'aluminium qui avait été ménagée

LA MOBILITÉ DBS IONS ET LEUR VITESSE DE RECOMBINAISON. 6^3

dans la boîte métallique contenant le tube de Crookes, ce dernier
juste au-dessous du bocal.

Pour déterminer la conductibilité rémanente, on faisait fonctionner
la bobine pendant quelques secondes, puis on l'arrêtait. A intervalles
déterminés après la disparition des rayons, on appliquait une grande
force électromotrice à l'armature extérieure du bocal, et l'on déter-
minait la quantité d'électricité cédée à l'électrode centrale.

Un pendule servait d'interrupteur pour couper le circuit de la pile
et appliquer Im force électromotrice à différents intervalles. Une
sphère pessnte en fer était suspendue par un fil métallique long
de3"yi5y et les contacts rompus par une petite tige fixée au-dessous
de la sphère.

La figure s représente la disposition de l'expérience. Le circuit
primaire de la bobine était fermé par le levier de laiton AB, qui
pressait conlre un support de cuivre C. Le pendule, en frappant le

Fig. 2.

fareoun du fiindule

batterie
d 'aecum uia teurt

TêPi*9 _y ' il Terre

le\ier AB, le repoussait loin de C et rompait le circuit. Pour appli-
quer une force électromotrice élevée à un instant déterminé, on avait
recours à une méthode de shunt de fonctionnement très pratique.
Une batterie de cent petits accumulateurs avait un pôle relié à la
terre, et l'autre au support de cuivre E, par l'intermédiaire d'une
résistance élevée R en charbon. Un fil métallique reliait E au papier
d'étain recouvrant l'extérieur H du bocal conducteur. Le levier DF,
maintenu pressé contre E par un ressort, était soigneusement mis en
communication avec le sol. Par suite, le levier étant en position, le
vase H était presque exactement au potentiel zéro, car la résistance
du levier DF et des conducteurs reliés au sol était très faible com-
parée à la résistance en charbon R. Quand le pendule venait frapper
le levier DF, la communication avec le sol était rompue, et le bocal H

624 E. RUTHKRFORD.

immédiatenieiit chargé au potentiel de la batterie. En faisant varier
la distance comprise entre les deux leviers, on pouvait faire varier
entre certaines limites l'intervalle de temps compris entre la rupture
du circuit primaire et l'application de la force électromotrice.

Aussitôt après le passage du pendule, le levier DF revenait en place,
ramenant ainsi de nouveau le vase H au potentiel zéro. Pour éviter
une déviation brusque de l'électromètre lors de l'application de la
force électro motrice au vase H et de son enlèvement, l'électromètre
n'était pas relié directement à L avant que le levier n'ait été remis
en place. La capacité M était introduite afin d'empêcher le potentiel
du circuit LM d'atteindre une valeur élevée lors de l'application de
la force électromotrice au vase H.

On trouvait que l'application et l'enlèvement de la force électro-
motrice, à eux seuls, ne produisaient aucun effet sur l'électromètre;
mais, quand les rayons avaient agi sur le gaz contenu à l'intérieur du
bocal, il y avait toujours une déviation de l'électromètre, montrant
que l'électrode L avait reçu une charge de même signe que le pôle de
la batterie.

Comme la force électromotrice employée dépassait habituellement
200 volts, valeur suffisante pour saturer complètement le gaz, la
quantité d'électricité qui traversait le gaz était proportionnelle au
nombre n des ions présents dans le gaz au moment de l'application
de la force électromotrice, tandis qu'en appliquant la force électro-
motrice aussitôt après la disposition des rayons, on obtenait le nombre
total N .

On pouvait donc ainsi complètement déterminer la vitesse de re-
combinaison des ions, car on pouvait calculer très exactement les
temps mis par le pendule pour passer d'un levier à l'autre.

Le Tableau suivant montre de quelle façon variait la déviation de
l'électromètre avec le temps écoulé depuis la disparition des rayons,
le bocal étant rempli d'air débarrassé de toute poussière.

Intervalle de temps Dévialion

en secondes. de réiectrométre.

0,004 184

0,08 i83

0,4-^ 106

2 37

4 19

La valeur de la déviation est pratiquement constante pendant en-

LA MOBILITÉ DES I0N8 ET LEUR VITESSE DE RECOMBINAISON. 6'l5

vîron o%i après que les rayons ont disparu. Après un intervalle de
4% Tair possède encore une conductibililë appréciable.

Puisque les gaz ont des conductibilités extrêmement différentes
sous Faction des rayons de Rcintgen, il faut s'attendre à ce que la vi-
tesse de recombinaison soit différente pour les divers gaz.

Les Tableaux suivants donnent les intervalles de temps T néces-
saires pour que le nombre des ions tombe à la moitié du nombre pri-
mitif. L'intensité de la radiation était sensiblement la même pour
tous les gaz.

Conductibililë
comparée
T à celle de l'air prise

Gaz. en secondes. pour unité.

Hydrogène o , 65 o , 5

Air o,3 I

Gaz chlorhydrique o,35 ii

Gaz carbonique o,5( i ^i

Gaz sulfureux o,4^ 4

Chlore o,i8 i8

11 ne semble pas y avoir de relation simple entre les valeurs de T
et les conductibilités : cependant, règle générale, on peut admettre
que la valeur de T diminue quand la conductibilité augmente.

On a trouvé, toutefois, que la vitesse de recombinaison n'est pas
toujours la même pour le même gaz, en employant la même intensité
de radiation, mais dépend beaucoup de la quantité de poussière en
suspension dans le gaz, ainsi qu'on le verra un peu plus loin.

Inflaence de l'intensité de la radiation sur la valeur de T.

On a trouvé que l'intensité de la radiation pour un même gaz a
une grande influence sur la valeur de T. C'est ce que des considéra-
lions théoriques permettent de prévoir, car, des équations (i) et (4),
on déduit

1 J I • T = '

v/^

Si donc a est une constante pour un même gaz dans le même étal, T

varie en raison inverse de \/q. Cette relttion a été vérifiée expéri-
luenlalcment, car q est proportionnel à l'intensité de la radiation, qui
varie elle-même en raison inverse du carré de la distance à ranipoule
productrice des rayons.

S. P. 4o

626 K. BUTHERFOED.

Par exemple, pour une intensité déterminée de la radiation, la va-
leur de T était o%25. En plaçant une feuille épaisse d'aluminium
au-dessous du récipient conducteur, ce qui réduit Tintensilé de la
radiation à -J- de sa valeur primitive, la valeur de T s'est élevée à o%6.

Pour une faible radiation, les valeurs de T sont beaucoup plus
grandes que pour une forte radiation.

Temps écoulé en

secondes.

Déviations

0,004

174

0,45

139

107

Le Tableau ci-dessus montre la variation de la conductibilité réma-
nente avec le temps pour une très faible radiation. La valeur de T est
d'environ 3% et même, au bout de 16*, -j^ du nombre primitif d'ions
sont encore non combinés.

De l'air situé à 1'" d'un tube de Crookes ordinaire possède encore
une proportion tout à fait notable de sa conductibilité plus d'une
minute après que les rayons ont disparu.

Influence des fines particules suspendues dans nn gas snr la vitesse

avec laquelle il perd sa conductibilité.

On a trouvé que la valeur de T variait beaucoup pour le même ^az
avec la même intensité de radiation. Si, par exemple, on faisait passer
pour la première fois du chlore dans le récipient, la valeur de T
élaîto*,i9; après un séjour de i heure, la valeur de T s'élevait à o%3,
bien que la conductibilité du gaz mesurée par la méthode habituelle
fût trouvée inaltérée. On a constaté dans tous les cas que les gaz
récemment préparés perdent leur conductibilité plus vite que lors-
qu'on les a laissés en repos pendant quelque temps.

La raison de ce fait n'était pas évidente au premier abord, mais les
expériences ultérieures sur l'influence de la poussière dans l'air ont
conduit à la conclusion qu'il était dû à la présence de matières fine-
ment divisées, liquides ou solides, existant dans le gaz frcuchemenl
préparé. On a trouvé la valeur de T plus grande pour un gaz ayant
circulé dans un long lubc plein d'ouate que si l'ouate était enlevée.

LA MOBIUTÉ DES IONS. ET LEUR VITESSE DE RECOIIBINAISON. 627

Ceci est probablement dû à ce fait que lé coton empêchait les fines
particules de passer à travers ses pores.

On a trouvé que la présence de poussières dans Tair avait une
grande influence sur la conductibilité rémanente. Comme exemple de
l'influence des poussières, nous pouvons citer rexpérience suivante :

Le cylindre était rempli d'air filtré à travers un tampon de coton,
puis laissé en repos toute la nuit, et la valeur de la conductibilité
rémanente mesurée le lendemain sans agiter le gaz.

La quantité d'électricité qui traversait le gaz après la disparition des
rajons donnait une déviation de 70 divisions à Télectromètre, et la
valeur de T était de i*. On envoyait alors dans le cylindre, avec un
soufllel, un jet d'air chargé de poussières et la déviation due à la con-
ductibilité rémanente tombait immédiatement à i5 divisions avec une
\aleur de T d'environ 0% i5. Quand on laissait reposer l'air, l'eflet
rémanent augmentait graduellement jusqu'à 35 divisions, avec une
valeur de T égale à 0% 5, au bout d'un intervalle de 10 minutes envi-
ron. 11 s'écoulait plusieurs heures avant que refFel montât à 60 divi-
sions. Celte expérience montre combien T varie pour un même gaz,
puisqu'il dépend de la quantité de matières puhérulentes en suspen-
sion dans ce gaz.

Lesell'els observés dans l'air et dans d'autres gaz semblent conduire
à celle conclusion que les particules libres et en suspension aident
beaucoup un gaz à perdre ses proj)riétés conductrices après la dispa-
rition des ravons.

G)mme les particules de poussière ont des dimensions considéra-
bles en comparaison des ions, un ion a plus de chances de venir frap-
per un grain de poussière en lui cédant sa charge ou d adhérer à sa
surface, <jue de rencontrer un ion de signe contraire. Un ion positif
qui >ient heurter une particule de poussière lui donne une charge
positive, et celle-ci est neutralisée par une charge provenant d'un ion
négatif; de cette façon, la conductibilité disparaît beaucoup plus \ile
que si la perte de conductibilité était due à des collisions entre les
ions eux-mêmes. 11 semble probable que, si l'on pouvait obtenir un
gaz complètement privé de poussières, la vitesse de recombinaison,
qui serait due entièrement à des collisions moléculaires, serait beau-
coup plus faible que pour l'air ordinaire.

Quand les rayons agissent sur un gaz, le nombre des ions par cen-
timètre cube augmente jusqu'à ce qu'un état déterminé soit atteint
dans lequel la \itesse de production soit égale à la vitesse de recom-
binaison. 11 est intéressant de trouver l'intervalle de temps qui s'écoule

628 E. EUTBERFORD.

depuis que la radiation a été établie jusqu^à ce que ce maximum soit
atteint. Dans la plupart des expériences, il y avait généralement, par
seconde, 5o ruptures du primaire de la bobine d'induction, de sorte
que pour le calcul nous pouvons, avec une grande approximation,
supposer que Tampoule débitait des rayons uniformément, l'intensité
correspondant à la production de q ions par centimètre cube et par
seconde. La vitesse avec laquelle n croît est donnée par

(6) _=y_«„«.

En intégrant cette équation, on voit facilement que le temps t né-
cessaire à la production de n ions par centimètre cube dans le gaz est
donné par

(7) <=— |=:Iog

a Vga

l/î-

log désignant le logarithme naturel. Quand le nombre maximum N
est atteint, on a

dn _..

-^ = o et q = aN*.

Donc

(8) t= jrrlOg ,

si l'on pose

(9) r=^

Si maintenant T désigne le temps nécessaire pour que le nombre
des ions tombe à la moitié de sa valeur après la disparition des rayons^
on a, en tenant compte de la formule (4),

2 ° I — /'

bien

(lo) ^^Ti —

LA MOBILITÉ DBS IONS ET LEUR VITESSE DE RECOMBINAISON. 629

Le Tableau suivant donne les valeurs de r tirées de réquation pré-
cédente pour différentes valeurs de t :

t' r.

o,i'i5 0,123

o,25 0,245

0,5 0,462

I 0,736

a 0,878

4 0,998

Par exemple, dans le cas de l'air au voisinage du tube de Crookes,
T est égal à o',3. Par suite, en o*,i5, le nombre des ions est égal à
emiron la moitié de sa valeur finale. Après un intervalle de i% le
nombre des ions a pratiquement atteint sa valeur maximum. Pour
l'air situé à environ i" de la source de radiation, la valeur de T est
beaucoup plus grande, et plusieurs secondes s'écouleront avant que
le nombre n'approche de sa valeur finale.

Vitesse des ions.

La détermination de la vitesse a\ec laquelle les ions se déplacent à
travers un gaz sous l'influence d'une force électromolrice est une
question présentant un intérêt considérable, car elle nous renseigne
indirectement sur la nature et les dimensions des particules transpor-
tant l'électricité par conduction sous l'action des rayons de Rontgen.

La méthode de détermination des vitesses était basée sur un calcul
donné dans le Mémoire déjà cité de J.-J. Thomson et E. Rutherford.

L'auteur rappelle les équations (5) et (6) de ce Mémoire (voir ce Recueil),
l'équation (6) étant obtenue quand la différence de potentiel E est choisie de

façon que - soit petit. Se rapporter à ce Mémoire pour la signification des

sjmboles. L'équation (6) était

i _ EUT
I ~ /* *

Toutes les quantités qui figurent dans cette équation peuvent être
mesurées, de sorte que la vitesse peut être immédiatement calculée.
En pratique, la valeur de E était choisie d'un ordre tel que la valeur
du courant i correspondant fût égale à environ ^ du courant de satu-
ration I.

63o E. RUTHKRFORD.

Le rapport r n'est pas constant pour un même gaz et pour une

même valeur du champ électrique, car il dépend de l'intensité de la
radiation et aussi de la vitesse de rerombinaisoh des ions, qui, à son
tour, dépend dans une large mesure, pour une même intensité de
radiation, de la quantité de poussières et autres matières solides con-
tenues dans le gaz.

Bien que ces quantités soient variables, la somme U des deux mo-
bilités est une constante, car sa valeur est tout à fait indépendante de
la valeur de T ou de l'intensité de la radiation.

Les courbes indiquant la relation entre le courant et la force élec-
tromotrice pour l'air et d'autres gaz qui ont été données dans le
Mémoire cité offrent une pente très variable, car elle est différente
suivant que le gaz est fraîchement préparé ou bien a été laissé en
repos pendant quelque temps.

En vue d'une détermination de la vitesse des ions, la valeur de T
demande à être connue avec précision; mais ce n'est pas très facile
quand on emploie un pendule comme interrupteur ; de plus, l'inten-
sité de la radiation émanée du tube de Crookes, qui influe beaucoup
sur la valeur deT, est tout à fait susceptible de modifications pendant
une longue série d'expériences. On a donc eu recours pour détermi-
ner T à une méthode plus simple, qui a donné des résultats très con-
cordants et dignes de confiance. Des équations (i) et (4) du Mémoire
actuel, on tire

„) T=î!.

D'une part, si l'on vient à appliquer au récipient d'épreuve une
très grande force électromotrice aussitôt après que les rayons ont
disparu, la déviation de l'électromètre est proportionnelle à N. D'autre
part, q est proportionnel à la vitesse de déperdition par seconde pour
une force électromotrice saturante. Le rapport de ces deux quantités
est donc aisément déterminé et la valeur de T connue.

Disposition de rezpérience.

Le récipient d'épreuve était limité par deux plateaux parallèles, le
plateau inférieur en aluminium et le plateau supérieur en plomb. Ces
plateaux étaient séparés et isolés l'un de Tautre par des blocs de pa-
raffine qui, fondus ensemble, constituaient en même temps les cotés

LA MOBILITÉ DES I0N8 ET LEUR VITESSE DE REG0MBINAI80N. 63 f

du récipient. Dans l'appareil employé, les plaleaux avaient 22*"*' et
étaient situés à 4*^"? 7 d'intervalle. Les rayons traversaient le plateau
d*aluininium et rendaient conducteur le gaz contenu dans cette sorte
de boîte, mais étaient complètement arrêtés par le plateau de plomb.
On avait soin que la radiation tombât seulement dans la région cen-
trale du plateau où le champ électrostatique était sensiblement uni-
forme.

La disposition de l'appareil était la même que celle donnée figure 2,
si ce n'est que le bocal était remplacé par la boîte limitée par deux
plateaux parallèles. L'un des pôles d'une batterie de petits accumu-
lateurs était relié au plateau inférieur et l'électromètre au plateau
supérieur.

Pour déterminer N, on appliquait une force électromotrice de
200 volts au plateau inférieur, aussitôt après la suppression des
rayons. Les deux leviers interrupteurs étaient tout près l'un de
l'autre; la méthode employée pour rompre le courant et établir la
force électromotrice a été indiquée plus haut. On déterminait la
valeur de q en notant la déperdition par seconde pour une force élec-
Iromotrice saturante de 200 volts. Enfin, on obtenait la valeur de i
en appliquant au plateau inférieur une force électromotrice de 2 volts
ou davantage, et en mesurant la vitesse de déperdition.

Le Tableau suivant donne les valeurs obtenues dans différents gaz

pour T, I et U. T est exprimé en secondes, U en centimètres par
seconde. Les valeurs de -z sont données pour une chute de potentiel

de o, I volt par centimètre entre les deux plateaux. Les valeurs de j

sont seulement approchées et sont déduites des valeurs observées, en
supposant la loi d'Ohm applicable pour des forces électromotrices
faibles en comparaison des forces électromotrices saturant le gaz. Les

rapports de j étaient déterminés pour diverses forces électromotrices

dans les différents gaz. Par exemple, la valeur de z dans l'hydrogène
«^lait 0,32 pour une différence de potentiel de 1,4 volt entre les deux
plateaux, tandis que la valeur de -. dans le gaz sulfureux était 0,066
pour une différence de potentiel de 9,3 volts entre les plateaux.

632 E. RUTBERFORD.

Tableau des vitesses.

f
Ga*. T. ï* U.

H« 0,4 0,108 10,4

0« 0,4 0,021 2,8

Az» o,3i 0,019 3,2

Air 0,29 0,019 3,2

CO' .... 0,34 o,oi5 2,i5

SO' 0,17 o,oo33 0,99

Cl* 0,21 o,oo85 2

HCI 0,18 0,01 2,55

On voit que les mobilités des ions suivent l'ordre inverse des den-
sités, à l'exception du chlore. La mobilité de l'ion hydrogène dans
l'hjdrogène est à peu près quatre fois plus grande que la vitesse de
l'ion oxygène dans l'oxygène. Les ions de gaz sulfureux ont donné la
mobilité la plus faible, égale seulement à ^ de celle des ions de l'hy-
drogène.

On a constaté que la mobilité des ions dans un gaz ne dépend pas
de la plus ou moins grande ionisation du gaz : on a trouvé les mêmes
mobilités dans deux séries d'expériences, la radiation étant dans un cas
six fois plus intense que dans l'autre; dans un cas, il y avait donc six
fois plus d'ions par centimètre cube que dans l'autre, mais la mobilité
restait la même. Ainsi, il n'y a pas de correction à apporter à la vi-
tesse des ions dans un gaz comme le chlore, où l'ionisation est grande
comparée à celle de l'air. Le fait que, pour une faible force électro-
motrice donnée, la mobilité ne dépend pas du nombre d'ions con-
tenus par centimètre cube de gaz, montre que le mouvement des îons
positifs et négatifs ne produit aucun champ électrostatique résultant
entre les plateaux.

Dans la méthode employée pour déterminer la mobilité, on a sup-
posé la conductibilité du gaz due uniquement à l'ionisation rapportée
à chaque élément de volume du gaz. Cependant, J. Perrin (^) a ré-
cemment montré que la vitesse de déperdition entre deux plateaux se
compose de deux parties, l'une due à l'ionisation par élément de vo-
lume du gaz, l'autre à l'ionisation superficielle à la surface de sépa-
ration du plateau métallique sur lequel tombent les rayons, et du gaz
environnant. La vitesse de la décharge produite par cette action de
surface est tout à fait comparable à celle que produit l'ionisation de

(') Comptes rendus, 1" mars 1897.

L\ MOBILITÉ DES IONS ET LEUR VITESSE DK RECOMBINAISON. 633

volume quand les plateaux sont à i*^'" Tun de l'autre, en particulier
quand les électrodes sont d'argent, d'or ou de zinc.

Il semble probable que le gaz conligu à la surface du plateau sur
lequel tombe la radiation présente une densité d'ionisation bien plus
grande que le gaz compris entre les plateaux; et comme cet accrois-
sement d'ionisation est limité à une couche très mince contiguë à
réleclrode, il semble que la vitesse de recombinaison des ions super-
ficiels doit être beaucoup plus grande que pour l'air runtgenisé situé
à quelque distance de la surface. L'existence de cet elTet tendrait à
augmenter la vitesse de déperdition q\ au contraire, le nombre N des
ions, déterminé par l'application d'une force électromotrice très peu
de temps après la suppression des rayons, ne serait pas modifié de
façon appréciable, puisque les ions voisins de la surface se recom-
binent probablement avec une grande rapidité. La valeur de T, dé-
duite de l'équation (i i), serait donc trop faible. La correction due à
l'ionisation superficielle est, toutefois, probablement très faible, car
le plateau inférieur était en aluminium, métal qui ne présente pas
sensiblement ce phénomène de l'ionisation superficielle, et le plateau
supérieur en plomb, pour lequel l'effet est faible. Ajoutons que la
distance comprise entre les plateaux était d'environ 5*^™, de sorte que
l'ionisation due au volume gazeux était très grande en comparaison
de l'ionisation due à la surface.

Les valeurs de U déterminées sont la somme de la mobilité de l'ion
positif et de celle de l'ion négatif, mais nous n'avons nullement, jus-
qu'à présent, démontré expérimentalement que ces mobilités soient
identiques.

Dans le cas de l'air, l'expérience qui suit semble montrer que les
vitesses des deux ions sont égales ou à peu près égales.

Dans les recherches précédentes, le calcul de la mobilité des ions
dépendait de l'exactitude d'une équation que l'on a vérifiée autant que
possible par l'expérience, mais, dans le cas de l'air, la vitesse peut
sobtenir par une méthode qui n'implique aucune théorie sur la vi-
tesse de recombinaison des ions.

Deux grands plateaux plans A et B ^fig^ 3) étaient placés parallè-
lement, à i6^™ d'intervalle, sur des blocs isolants C et D. L'ampoule
était disposée de telle façon que les rajons deRonlgen tombaient sur
le plateau A et sur la moitié du volume d'air compris entre A et B.
Aucun rayon n'atteignait l'air situé à gauche du plan représenté par
la ligne pointillée EF à 8*^™ de chaque plateau. Le plateau A était
relié à l'une des extrémités d'une grande batterie d'accumulateurs,

634

E. RUTIIERPORD.

l'autre pôle étant relié à la terre. L'autre plateau B, par l'intermé-
diaire d'un levier [jM à contact, monté sur un hloc isolant, était relié
à Tune des paires de quadrants d'un éleclromclre, Fautre paire étant

Fig. 3.

t) la batterie
d * accumulateurs

reliée au sol. Le pendule interrupteur était disposé de façon à
fermer le circuit du primaire de la bobine d'induction, rompre le
circuit de Télectromètre en frappant le levier LM, et enfin rompre le
circuit de la batterie, peu de temps après. Dans ce but, il fallait deux
autres leviers en dérivation qui ne sont pas représentés sur la figure.
{in condensateur N était introduit dans le circuit de rélectromélre
pour augmenter sa capacité. On établissait une différence de poten-
tiel permanente de 200 volts entre les deux plateaux.

Quand Tampoule fonctionnait, les ions produits d'un seul coté
avaient à traverser une distance de 8*"*" avant d'atteindre le plateau B.
Le but de l'expérience était de déterminer l'intervalle de temps
écoulé entre le départ des rayons et l'arrivée des ions sur le pla-
teau B. On a trouvé que la déviation de l'électromètre, d'abord très
faible, se mettait à croître rapidement au bout d'un intervalle de temps
déterminé. C'est cet instant qui fut regardé comme celui où les ions
avaient atteint l'électrode. La déviation de l'électromètre était pro-
portionnelle à la quantité d'électricité qui avait passé de A à B pen-
dant le temps écoulé entre l'établissement du courant et la rupture du
circuit de l'électromètre. L'électromètre lui-même n'était relié avec
son circuit que lorsque les contacts avaient été rompus.

On a trouvé que la déviation de l'électromètre commençait à croître
rapidement quand les rayons avaient agi pendant 0% 36. La différence
de potentiel entre les plateaux étant de 220 volts, l'intensité du champ
était de 18,75 volts par centimètre. Par conséquent, pendant o%36,
avec une chute de potentiel de 13,^5 volts par centimètre, les ions

L4 MOBILITÉ DES IONS ET LEUR VITESSE DE RECOIIBINAISON . 635

avaient parcouru une distance de 8*^" : cela donne une vitesse de Fion
dans un champ unité égale à l'^^jG par seconde; ce nombre repré-
sente la mobilité, soit d'un ion posilif, soit d'un ion négatif, car Tin-
lervalle de temps mesuré a été trouvé indépendant du signe de l'ion.
La somme des mobilités de l'ion positif et de l'ion négatif est donc
3*'"*,2 par seconde, résultat concordant très bien avec celui trouvé
pour Tair par une méthode complètement indépendante. La concor-
dance parfaite de ces deux résultats fournit une confirmation excel-
lente de la théorie qui a servi à déterminer les mobilités des ions de
diflerents gaz.

Les vitesses avec lesquelles les ions se déplacent à travers les gaz
sont énormément plus grandes que les vitesses des ions dans l'élec-
irolyse des liquides. La vitesse de l'ion hydrogène dans de l'eau
presque pure est de i^™,o8 par heure sous une chule de potentiel
de I volt par centimètre; de sorte que la vitesse de l'ion hydrogène
dans la conduction produite par les rayons de Rontgen est plus de
36ooo fois plus grande.

A l'aide de considérations basées sur la théorie cinétique des gaz, on
peut déterminer la vitesse avec laquelle un petit corps chargé se meut
à travers les gaz sous l'influence d'un champ électrique.

Si Ton désigne par :

D, le coefficient de diffusion des ions dans le gaz ;
n^ le nombre d'ions par centimètre cube;
/>, la pression partielle due aux ions;
«,1a charge d'un ion;

la somme des mobilités des deux espèces d'ions supposés de même masse est

X- = 2eD-
P

(voir J.-J. TiioiisoN, Cond. of Elect. thr. Gases, p. 3'2); p est proportionnel
à n et à m, masse de Tion.

Si Ton admet que la masse m de Tion soit celle de la molécule et e la charge
atomique de l'électrolyse, D devient le coefficient de diffusion du gaz dans
loi-même, qu'on peut déduire des mesures de viscosité. Le calcul donnerait
alors pour l'hydrogène

k = 340*"" par seconde,
an lieu de

10*", 4 valeur expérimentale.

Ce désaccord entre la théorie et l'expérience semble conduire à
l'une des deux conclusions suivantes : ou bien la charge est moindre

636 E. RUTHERFORD.

que celle d'un îon dans les électrolyles ordinaires, ou bien les charges
sont portées par des éléments plus grands qu'une molécule. Aucune
preuve expérimentale décisive ne nous permet d'opter entre ces hy-
pothèses, mais quelques expériences sur la vitesse des ions dans des
gaz tels que HQ et H^S semblent conclure en faveur de la deuxième
hypothèse. Nous pouvons admettre qu'un ion mis en liberté devient
centre d'une agglomération de molécules. Cet amas de molécules est
en équilibre stable, sous la force attractive due à la charge de Tien,
et ses dimensions sont déterminées par l'intensité du bombardement
des molécules du gaz sur sa surface. Une telle hypothèse expliquerait
le fait observé que les ions positifs et négatifs de gaz tels que II Cl
et H^S ont des vitesses identiques; car les dimensions de l'agglomé-
ration dépendent seulement de la charge portée par l'ion pour un même
gaz; elle est donc la même pour les ions des deux signes. Dans l'élec-
trolyse de H Cl, nous savons que la vitesse de l'ion H est beaucoup
plus grande que celle de l'ion Cl, de sorte qu'il y a une différence
essentielle entre les éléments qui portent les charges dans les deux
cas.

En partant de cette hypothèse de la formation d'agglomérations
entourant un noyau central, nous pouvons facilement calculer le dia-
mètre des amas qui donnerait la valeur obser\'ée pour la vitesse de
l'élément chargé.

Si D désigne le coefficient de diffusion mutuelle d'une molécule
de diamètre di, le coefficient de diffusion d'un élément de diamètre t-,
dans le gaz est donné par

on trouve que, pour l'hydrogène, le rapport — du diamètre de l'amas,
au diamètre d'une molécule, est donné par

V '0,4

^40 _ , _

7 — *') / •

Pour l'oxygène, en prenant le coefficient de diffusion mutuelle
égal à 0,21 et en admettant que sa charge est double de celle de
rhydrogène, on trouve une valeur théorique de la mobilité égale à
85*^™ par seconde, ce qui correspond à une agglomération du diamètre

de S^'^SS.

Dans le cas du chlore, si l'on admet que la charge de l'ion soit la
même que celle de l'ion hydrogène, on obtient un amas du diamètre

LA MOBILITÉ DES IONS ET LEUR VITESSE DE RKCOMBINAISON. 637

de 2*®*, 7. On voit donc que, pour expliquer les résultais observés,
Félémeat qui porte la charge n'a pas besoin d'avoir des dimensions
supérieures à 5 fois le rayon de la molécule.

Ânoonce des premiers résultais des recherches de l'auteur sur les gaz rendus
conducteurs par les rayons de Turanium : identité des valeurs numériques des
I mobilités, avec celle des ions des gaz rontgenisés {voir Mémoire suivant).
[ Remerciements au professeur J.-J. Thomson.

LES RAYONS DE L'URANIUM

LA CONDUCTION ÉLECTRIQUE PRODUITE PAR EUX,

Par E. RUTHERFORD.
Traduit de l'anglais par H. BÉNARD.

Extraits et résumés.

Philoêophical Magazine^ 5* série, i. XLVII, janv. 1899, p. 109-163.

§ 1. — Comparaison entre les méthodes de recherche.

Avantages de la méthode électrique sur la méthode photographique, qui
exige des poses très longues, et, par suite, des précautions spéciales pour
éviter les voiles.

§ 2. — Polarisation et réfraction.

H. Becquerel avait annoncé que les rayons de Turanium peuvent se pola-
riser à l'aide de tourmalines et se réfracter. L'auteur a répété ces expériences
par la méthode photographique : elles ont donné un résultat absolument
négatif. De même, par la méthode électrique, le verre pulvérisé n'est pas plus
opaque que le verre en lames, résultat d'ailleurs obtenu par Becquerel lui-
même et semblant inconciliable avec l'existence d'une réfraction.

§ 3. — Théorie de l'ionisation.

Pour expliquer la conductibilité acquise par un gaz rOnl^enisé,
on a proposé la théorie de Tiouisalion : les rayons, en lra\ersanl le
gaz, y produisent des particules chargées positivement et négative-
ment, le nombre de ces particules produites par seconde dépendant
de rintensilé des rayons et de la pression.

Ces particules chargées sont supposées assez petites pour se mou-
voir avec une vitesse uniforme à tra\ers un gaz sous l'action dun
champ électrique constant. On les a appelées des ions, par analogie
a\cc la conduction électrolylique, mais le choix de ce nom n implique

LES RATONS DE L'URA^ilUH ET LA CONDUCTION ELECTRIQUE. 639

nullement que Tion des gaz ait nécessairement les dimensions d'un
alome : ce peut être un multiple ou un sous-multiple de l'atome.

Supposons qu'on ait un gaz soumis aux. rayons entre deux plateaux
maintenus à une différence de potentiel constante. Les rayons pro-
duiront par seconde un certain nombre d'ions, ce nombre dépendant
en général de la pression. Sous l'action du champ électrique, les ions
positifs se déplacent vers le plateau négatif, et les ions négatifs vers
le plateau positif : il en résulte qu'un courant traverse le gaz. Quel-
ques-uns aussi des ions se recombineront, la vitesse de recombinaison
étant proportionnelle au carré du nombre des ions présents. Le cou-
rant qui traverse le gaz dépendra, pour une intensité donnée de la
radiation, de la différence de potentiel entre les plateaux, mais, si
cette différence de potentiel dépasse une certaine valeur, le courant
atteindra une valeur maximum. Quand il en est ainsi, tous les ions
sont enlevés par le champ électrique avant d'avoir pu se recombiner.

Les ions des deux signes seront en partie séparés par le champ
électrique, et un excès d'ions d'un signe déterminé peut être entraîné
en soufflant le gaz, de sorte qu'on peut obtenir un gaz chargé. Si les
ions ne sont pas distribués uniformément entre les plateaux, la distri-
bution du potentiel, d'un plateau à l'autre, sera troublée par le mou-
vement des ions.

S'il y a de l'énergie absorbée dans la production des ions, on doit
s'attendre à trouver la valeur de cette énergie absorbée proportion-
nelle au nombre des ions produits, et, par suite, dépendant de la
pression.

Si cette théorie s'applique aux radiations émises par l'uranium,
nous devons nous attendre à obtenir les résultais suivants :

1. Production de particules chargées à travers le gaz;

2. Ionisation proportionnelle à l'intensité des rayons et à la pres-
sion;

3. Absorption de la radiation proportionnelle à la pression ;

4. Existence d'un courant de saturation ;

o. Vitesse de recombinaison des ions proportionnelle au carré de
leur nombre actuel ;

6. Séparation partielle des ions des deux signes;

7. Perturbation de la distribution du potentiel entre les deux pla-
teaux exposés à la radiation dans certaines circonstances.

Les expériences qui vont être décrites montrent suffisannuent que
la théorie constitue une explication satisfaisante de la conductibilité
produite par les rayons de l'uranium.

64o E. miTHERFORD.

Dans toutes les expériences, les résultats sont indépendants du
signe du plateau chargé, à moins que le contraire ne soit expressé-
ment spécifié.

§ 4. — Nature complexe des rayons de raraniom.

Avant d'aborder les phénomènes généraux de la conductibilité pro-
duite par les rayons de Furanium, décrivons quelques expériences
destinées à rechercher, si Turanium et ses composés émettent les
mêmes radiations et si ces rayons sont homogènes. Rontgen et d'autres
physiciens ont observé que les rayons X sont en général de nature
complexe, et qu'ils comprennent des rayons ayant des pouvoirs de
pénétration très différents à travers les corps solides. Le pouvoir
pénétrant dépend aussi, dans une large mesure, du degré de vide du
tube de Crookes.

Pour étudier la complexité des rayons, on a employé une méthode
électrique, dont la figure i indique le dispositif général.

Fig. I.

L'uranium métallique ou le composé d'uranium employé était pul-
vérisé et répandu en couche uniforme au centre d'un plateau hori-
zontal en zinc A, de ao*'"* de côté. Un plateau identique B était placé
parallèlement au premier, à une distance de 4*^™- Tous deux étaient
isolés. A était relié à l'un des pôles d'une batterie de 5o volts, dont
l'autre pôle était au sol; B était relié à l'une des paires de quadrants
d'un éleclromètrtî, Tau Ire paire étant reliée au sol.

Sous Taclion des rayons de l'uranium, il y avait déperdition entre
les deux plateaux. La vitesse avec laquelle l'aiguille de l'électromètre
se déplaçait, quand le mouvement était régulier, était prise comme
mesure du courant traversant le gaz.

On plaçait alors sur le composé d'uranium des couches successives
de métal en feuilles minces, et l'on déterminait la vitesse de déper-

LES RATONS DE l'UHAKIUM BT LA CONDUCTION ÉLECTRIQUE. 64 1

dition pour chaque feuille qu'on ajoutait. Le Tableau suivant indique
les résultats obtenus pour l'oxyde d'uranium avec des feuilles minces
de clinquant battu.

Épaisseur de chaque feuille : 0(^,8.

Nombre

Déperdition par minute

Rapport

de feuilles

en divisions

pour chaque

•uperposées.

de réchelle.

feuille ajoutée.

0,85

0,78

0,82

4îï

0,86

0,79

^4,7

0,75

i3,4

0,79

9,»

0,77

5,8

0,86

Dans la troisième colonne, on a donné le rapport des vitesses de
déperdition pour chaque épaisseur de feuille métallique ajoutée.
Qaand on a ajouté deux feuilles à la fois, on a pris la racine carrée
du rapport observé; pour trois feuilles ajoutées à la fois, la racine
cubique. On voit que, pour les dix premières feuilles, la vitesse de
déperdition diminue à peu près en progression géométrique, quand
l'épaisseur du métal croît en progression arithmétique.

On verra plus loin que, pour un voltage produisant la saturation,
la vitesse de déperdition entre les deux plateaux est proportionnelle
à Tintensité des rayons qui ont pu traverser le métal. La force élec-
tromotrice employée, de 5o volts, n^était pas suffîsante pour saturer
le gaz, mais on a trouvé que les vitesses comparatives de déperdition,
dans des conditions analogues, étaient à peu près les mêmes, pour
5o volts ou 200 volts, entre les plateaux. Quand il s'agit de très
faibles vitesses de déperdition, il est avantageux d'employer un voltage
aussi faible que possible, afin que de légères variations du voltage de
la batterie n'aient pas d'action appréciable sur le résultat. Pour cette
raison, on a employé une force électromotrice de 5o volts et les
vitesses de déperdition relatives étaient à peu près les mcmes que
pour des forces électromotrices produisant la saturation.

Comme la vitesse de déperdition diminue en progression géomé-
trique quand l'épaisseur du métal va en croissant, il résulte de ce qui
précède que l'intensité de la radiation décroît en progression géomé-
S. P. 4i

642 E. BUTHBRFORD.

trique, c'est-à-dire suivant la loi ordinaire d'absorption. Cela montre
que la partie de la radiation considérée est à peu près homogène.

Quand on augmente le nombre des feuilles superposées, Tabsorpti en
commence à diminuer. C'est ce qu'on voit plus clairement en em-
ployant l'oxyde d'uranium avec des feuilles minces d'aluminium.

Épaisseur des feuilles d* aluminium : Sf-.

Nombre

Déperdition par minute

de feuilles

en divisions

superposées.

de réchelle.

Décrément.

182

0,42

0,43

14,6

0,44

9.4

o,65

On voit que, pour les trois premières feuilles d'aluminium, Tinten-
sité de la radiation décroît suivant la loi ordinaire d'absorption, et
que, après la quatrième feuille, l'intensité de la radiation est seule-
ment légèrement diminuée par l'addition de huit autres feuilles.

Les feuilles employées ayant à peu près 5l* d'épaisseur, on voit que
l'intensité de la radiation a été réduite à environ ^ de sa valeur par
son passage à travers une couche d'aluminium épaisse de o*^"*, 002.
L'addition d'une épaisseur de o^'^jOOi d'aluminium n'a qu'un efl'et
très faible sur la vitesse de déperdition. Cependant, l'intensité est
encore réduite à environ ^ de sa valeur, en traversant une épaisseur
supplémentaire de o*'"*,o5, ce qui correspond à 100 feuilles d'alu-
minium.

Ces expériences montrent que les rayons de l'uranium sont com-
plexes et contiennent au moins deux types distincts de radiations : les
unes, très rapidement absorbées, que nous désignerons pour simplifier
sous le nom de rayons a, et les autres, d'un caractère plus pénétrant,
que nous appellerons les rayons ^.

Le caractère des rayons ^ semble indépendant de la nature du filtre
à travers lequel ils ont passé : on a trouvé que ces rayons avaient la
même intensité et le même pouvoir de pénétration, qu'on les ait
obtenus en arrêtant les rayons a soit par des feuilles minces d'alumi-
nium, soit par des feuilles d'étain, soit par du papier. Les rayons fi
traversent tontes les substances examinées bien plus facilement que
les rayons a. Par exemple, une mince lame de verre couvre-objet,
placée sur l'uranium, réduisait la vitesse de déperdition à — de sa

LES RATONS DE l'URANIUM ET LA CONDUCTION ÉLECTRIQUE. 643

valeur : les rajons p, cependant, la traversaient en subissant seule-
ment une perte insignifiante d'intensité.

Quelques expériences effectuées avec différentes épaisseurs d'alu-
minium semblent montrer que les rayons ^ ont un caractère à peu
près homogène, au moins dans les limites de précision des résultats.
Le Tableau qui suit donne les résultats obtenus pour les rayons ^ de
Toiyde d'uranium :

Rayons p.

Épaisseur

Vitesse

d'aluminium traversée.

déperdition.

o,oo5

0,028

0,68

o,o5i

0,48

0,09

o,a5

La vitesse de déperdition est prise pour unité quand les rayons a
ont été absorbés en passant à travers lo feuilles d'aluminium. L'in-
tensité de la radiation diminue quand l'épaisseur croît suivant la loi
ordinaire de l'absorption. Il ne faut pas oublier que, lorsqu'il s'agit
des rayons ^ seuls, la valeur de la vitesse de déperdition n'atteint, en
général, qu'une faible fraction de celle qui serait due aux rayons a,
de sorte que l'homogénéité des rayons ^ ne peut pas être cherchée
ivec une aussi grande précision que celle des rayons a. Cependant,
dans la limite de précision des expériences, il semble bien en résulter
que les rayons ^ sont à peu près homogènes, bien que d'autres types
de rayons, soit moins intenses, soit extrêmement pénétrants, puissent
aussi exister.

§ 5. — Rayon» émit par différents composés de l'araninm.

Tous les composés de Turanium donnent les deux types de rayons : les pou-
Toirs de pénétration des rayons oc ou des rayons ^ sont les mêmes, quel que
soit le composé qui les ait émis.

La figure a montre les résultats obtenus : on a porté les épaisseurs d'alumi-
Diam en abscisses, et les vitesses relatives de déperdition en ordonnées (on a
pris pour unité la vitesse de déperdition due au sel découvert, car les valeurs
al>solues ne sont pas identiques pour les divers composés).

La quantité de rayons a émis dépend surtout de la surface de la couche

active; la quantité de rayons ^ croit aussi avec l'épaisseur de la couche, ce qui

ifldique que, contrairement aux rayons a, les rayons p peuvent traverser une

couche considérable d'uranium.

La vitesse de déperdition due aux rayons a étant plus grande que celle due

644

K. ItUTHERPORD.

aux rayons ^, il résulte de ce qui précède que Tionisation produite par un
poids donné de substance active dépend beaucoup de la surface qu'oa lui

po
donne.

Fig. a.

V ,

"V.

— s

mtefl/rdm

umet
e<fVn

tl.ft n S7.I M

Épaisseurs d'aluminium en (Ji.

lil.S

Dans la méthode photographique ce sont surtout les rayons ^ qui impres-
sionnent les plaques. Quand on a arrêté les rayons a, l'action chimique n'est
pas sensiblement diminuée.

§ 6. — Transparence des substances pour les deox types de rayons.

Le rapport r dans lequel une radiation supposée homogène est affaiblie
après avoir traversé une couche d^épaisseur d étant donné par la loi exponen-
tielle

le Tableau des coefficients d'absorption X pour les deux espèces de rayons
montre, par exemple, que Taluminium est cent fois plus transparent pour les
rayons ^ que pour les rayons a. Pour ces derniers, le pouvoir absorbant des
métaux va en croissant quand on les range par poids atomiques croissants.

Substance. le:
Clinquant 'j»700

Al...
Sn...
Cu...
Ag...
Pt....
Verre,

pour

X pour

ayons a.

les

rayons p.

■Ji700

i6oo

•265o

io8

»)

• 97

!i4o

»>

5,6

LB8 RATONS DE L URANIUM BT LA CONDUCTION ELECTRIQUE.

645

On peut comparer le pouvoir pénétrant des rayons ^ à celui des rayons X
d'on tube « doux >, et celui des rayons a à celui des rayons secondaires émis
par les métaux quand ils sont frappés par les rayons de Rontgen.

§ 7. — Rayons du thorium.

La radioactivité des composés du thorium, récemment découverte par G.-C.
SchmidKmai 1898) [et indépendamment par M*"' Curie], est du même ordre
que celle des composés de l'uranium. Ces rayons du thorium sont aussi com-
ple\e$. Le pouvoir de pénétration des rayons a est différent de celui des
rajoDs 2 de Turanium {\o\t Jig. 2) : il faut trois ou quatre feuilles d'alumi-
oium pour réduire leur intensité à \^ tandis qu'une seule réduit l'intensité des
rayons s de Turanium à moins de \, Avec une couche épaisse d'un sel de tho-
rium, les rayons plus pénétrants prennent plus d'importance relative.

§ 8. — Absorption des rayons de l'araniam par les gaz.

L'appareil employé comprend deux plateaux métalliques isolés parallèles
doDt la distance est invariable, le plateau inférieur percé d'une fenêtre que
recouvre une feuille d'aluminium de bV- d'épaisseur. Un dispositif, que la
figure 3 indique suffisamment, permet de soulever l'ensemble des deux pla-

Terre

teaax à différents niveaux au-dessus de la couche de substance active. L'ap-
pareil peut être rempli de différents gaz à différentes pressions.

Les courbes de la figure 4 indiquent les résultats. Les vitesses de déperdition
relatives y sont portées en ordonnées; on a pris comme unité, pour chaque
gaz, la vitesse de déperdition pour la distance o'^'^ySS entre le plateau infé-
rieur A et la couche radioactive (les valeurs absolues diffèrent). Les distances
portées en abscisses sont comptées à partir de cette position.

646

E. RUTHERFORD.

On peut admettre que la radiation émise est uniforme dans un plan hori-
zontal : l'ionisation est proportionnelle à l'intensité. Si donc r désigne la
distance du plateau inférieur a l'uranium et / l'intervalle compris entre les

Fig. 4.

deux plateaux, y le rapport dans lequel la feuille d'aluminium affaiblit l'inten-
sité, on a une ionisation totale par unité de temps proportionnelle à

Le courant est proportionnel au nombre total des ions produits si la force
électromotrice est saturante. Quand r varie, la vitesse de déperdition doit donc
varier exponentiellement.
Les coefficients d'absorption trouvés sont

Hydrogène o,43

Air 1,6

Gaz carbonique 2,3

Gaz d'éclairage 0,93

On voit que l'absorption suit l'ordre des densités. Ces résultats se rappor-
tent aux rayons a qui, avec une couche mince radioactive, produisent à eux
seuls presque toute l'ionisation. Les rayons ^ sont moins absorbés par les gaz
que les rayons a.

§ 9. — Variation de rabsorption aToc la pression.

Dans les limites des pressions employées (de 19'" à 76"" de mercure), l'ab-
sorption a varié à peu près proportionnellement à la pression. Il faut

o''",43 d'air sous la pression atmosphérique,
i*'",95 d'air sous la pression de {- d'atmosphère

pour réduire à la moitié de sa valeur l'intensité de la radiation.

LES RATONS DE L*URANIUM ET LA CONDUCTION ELECTRIQUE. 647

§ 10. — Influence de la pression sur la vitesse de décharge.

H. Becquerel (*) a donné quelques résultats sur rinfluence de la

pression, et montré que la vitesse de déperdition due a Furanium

diminue avec la pression. Beattie et S. de Smolan (^) ont aussi étudié

ce sujet et sont arrivés à cette conclusion que, dans certains cas, la

vitesse de déperdition varie proportionnellement à la pression et dans

d'autres, comme la racine carrée de la pression, suivant le voltage

employé. Toutefois, leurs résultats numériques ne semblent s'accorder

bien avec aucune de ces deux lois, et, en fait, ainsi que j'espère le

montrer plus loin, la relation entre la vitesse de décharge et la pression

est très variable : elle dépend, dans une large mesure, des distances

comprises entre l'uranium et les conducteurs voisins, et aussi du

gaz employé. Le problème est très compliqué par ce fait que les gaz

absorbent très rapidement les rayons, mais on peut interpréter tous

les résultats en admettant que la vitesse de production des ions en un

point donné varie proportionnellement à V intensité de la radiation et

ih pression du gaz.

Pour étudier l'influence de la pression, on a employé un appareil
analogue à celui de la figure 3, avec cette différence que le plateau A
était enlevé. Le composé d'uranium était répandu uniformément sur
la partie centrale du plateau inférieur. Le plateau mobile, relié à
l'éleclromètre, avait i o*^" de diamètre et était déplacé parallèlement à
la surface de l'uranium. Le plateau servant de support à la matière
active était relié à l'un des pôles d'une batterie de loo volts, dont
l'autre pôle était relié au sol. On prenait la vitesse de l'aiguille de
Télectromètre comme mesure du courant produit entre les plateaux.
Dans quelques cas, le composé d'uranium était recouvert d'une feuille
mince d'aluminium, mais, bien que la vitesse de déperdition en fût
diminuée, les relations générales obtenues étaient encore applicables.
Les courbes de la figure 5 donnent les résultats obtenus pour l'air,
Thjdrogène et le gaz carbonique sous différentes pressions, pour une
différence de potentiel de lOo volts entre les plateaux, force électro-
motrice suffisante pour saturer à peu près les deux premiers gaz.
Des voltages beaucoup plus grands sont nécessaires pour saturer à
peu près le gaz carbonique. La substance employée était l'oxyde d'ura-

(*) Comptes rendus, t. GXXIV, 1897, P* 4^^*
(3) PhU. Mag., 5* série, t. XLIII, 1897, P- 4>^*

648

E. RUTHBaFOED.

nium : la distance des plateaux était de o^'°,35 environ. Ou a pris
pour unité dans chaque cas le courant obtenu à la pression atmosphé-
rique, bien que les valeurs absolues soient différentes pour les trois

Fig. 5.

,/^

Y-

r f

■ê

(

'î/.

•

Près

\ion

130

300

450

600

750

gaz. La ligne pointillée de la figure 5 correspondrait à une propor-
tionnalité rigoureuse entre la vitesse de déperdition et la pression.
On voit que, pour les trois gaz, la vitesse de décharge croît d^abord
proportionnellement à la pression, puis croit plus lentement, lorsque
la pression augmente. C'est dans Thydrogène que la différence est la
moins marquée, dans l'acide carbonique qu'elle l'est le plus. Dans
l'hydrogène la vitesse de déperdition est presque rigoureusement
proportionnelle à la pression.

La relation entre la vitesse de la décharge et la pression dépend
aussi de la distance qui sépare les plateaux. Les quelques nombres
suivants suffisent à donner l'allure des résultats. La différence de
potentiel entre les plateaux était de 200 volts et la vitesse de décharge
est donnée en divisions de l'échelle par minute.

Vitesse de déperdition.

Distance entre les plateaux :

Pression.

187
376
75a

1 1
21

1-|5.

. ^^
127

LES R\TON8 DK L*URAN1UM ET LA CONDUCTION ÉLECTRIQUE. 649

Pour de petites distances entre les plateaux, la vitesse de la décharge
esl plus exactement proportionnelle à la pression que pour de grandes
distances.

Les différences entre les résultats pour différents gaz et pour diffé-
rentes dislances s'expliquent simplement par ce fait que l'intensité
lie la radiation décroît rapidement entre les plateaux à cause de son
absorption par le gaz. Les tableaux précédents montrent que, lorsque
la dislance entre les plateaux est petite, c'est-à-dire quand l'absorption
esl faible, la vitesse de la décharge varie proportionnellement à la
pression. Quand l'absorption est faible, l'intensité de la radiation et
par suite l'ionisation sont à peu près uniformes dans tout l'espace
compris entre les deux plateaux. Puisque, avec une force électromo-
trice saturante, la vitesse de la décharge est proportionnelle à l'ioni-
sation totale, ces expériences montrent que la vitesse de production
des ions en un point donné est proportionnelle à la pression. On a
déjà vu que l'absorption de la radiation est à peu près proportionnelle
à la pression.

Soit q la vitesse de production des ions près de la surface de l'ura-
nium pour une pression unité.

Soit Aq le coefficient d'absorption du gaz pour l'unité de pression.

Le nombre total des ions produits entre les plateaux, situés à une
distance d l'un de l'autre, par unité de surface des plateaux, est,
comme on le voit facilement, égal à

e-P^dx = ^ (i — tf-A'Xorf ),

puisqu'on a vu que l'ionisation et l'absorption sont proportionnelles
à la pression. S'il y a une force éleclromotrice saturante agissant sur
le gaz, le rapport des vitesses de déperdition aux deux pressions />i
et/>2 est égal au rapport r du nombre total des ions produits à la pres-
sion/7| au nombre total de ceux qui sont produits à la pression /72, et
esl donné par

r =

I — e--A»ïXorf

D'ailleurs /?|Xç est le coefficient d'absorption du gaz pour la pres-
sion ^|. Si l'absorption est faible entre les plateaux, piX^d et pa^-od
sont deux quantités petites et la valeur de /* se réduit à

65o

B. RUTHEEFORD.

c'est-à-dire que la vitesse de la décharge, quand la pression est faible,
est proportionnelle à la pression.

Si l'absorption est considérable entre les plateaux à la fois pour les
deux pressions p^ et p^^ la valeur de r est à peu près égale à l'unité,
la vitesse de déperdition est à peu près indépendante de la pression.
C'est ce que montrent les résultats expérimentaux représentés graphi-
quement figure 7 {voir plus loin, p. 632).

Pour des valeurs intermédiaires de l'absorption, la valeur de r varie
plus lentement que la pression.

Pour la même distance entre les plateaux, l'écart entre les courbes
{fig* 5) relatives à l'air et à l'hjdrogène est dû à la plus grande ab-
sorption de la radiation par l'air. Moins l'absorption est grande, plus
la vitesse de déperdition tend à être proportionnelle à la pression.
Pour le gaz carbonique, la vitesse de déperdition décroît beaucoup
plus lentement avec la pression que pour l'hydrogène ; ceci est dû en
partie à la valeur bien plus grande de l'absorption dans le gaz carbo-
nique et en partie à ce fait que la force électromotrice de loo volts
n'était pas suffisante pour saturer ce gaz.

Si l'on détermine la vitesse de la décharge entre deux plateaux pa-
rallèles situés à quelque distance de la source du rayonnement, on
obtient ce résultat quelque peu surprenant, que la vitesse de déperdi-
tion croît d'abord quand la pression diminue, bien qu'on emploie une
force électromotrice saturante.

Le dispositif employé ressemblait beaucoup à celui de la figure .'i.
Les plateaux A et B étaient situés à 2^" l'un de l'autre et le plateau A

Fig. 6.

■ M

— ^

Pœsi

ion i

•/7W

^5.

200

400

600

à environ i*^"*,5 au-dessus de la surface de l'uranium. Les résultats
sont représentés graphiquement figure 6.

LES KATONS DB L*VKANltll BT LA CONDUCTION ELECTRIQUE. 65 1

La vitesse de déperdition passe par un maximum pour une pression
inférieure à une demi-atmosphère, puis décroît; à la pression de loo"™,
la vitesse de déperdition est encore un peu supérieure à la valeur
qu'elle prend pour la pression atmosphérique.

Ce résultat s'explique aisément par Fabsorption considérable que
subit la radiation à la pression atmosphérique et par la diminution de
I absorption produite par la diminution de pression.

Soient €3?i, €3?2 les distances respectives des plateaux A. et B au-des-
sus de la surface de l'uranium.

Avec la notation déjà employée, Tionisation totale entre ces deux
plateaux (en supposant la surface rayonnante d'étendue infinie) est,
comme on le voit facilement,

S- ( e-p^'^t — g-z'Vj ).

Cette expression est une fonction de la pression qui présente un
maiimum quand on a

ou bien

La valeur àe p\% dans l'air, sous la pression de 760"*"', est 1,6.

Si rfj=3*^", £/, = i*^", la vitesse de décharge présente un maximum,
pour une pression d'environ j d'atmosphère. Par suile du grand in-
tervalle compris entre les plateaux et la surface de F uranium dans le
dispositif employé, il n'y avait pas lieu de comparer les résultats
expérimentaux et théoriques.

Dans toutes les recherches sur la relation entre la pression et la
vitesse de décharge, on a employé de grandes forces éleclromolrices,
pour être certain que le courant traversant le gaz était proportionnel
à l'ionisation totale du gaz. Avec de faibles voltages, cette relation
entre le courant et la pression serait très différente et varierait beau-
coup avec le voltage et l'intervalle séparant les électrodes, aussi bien
qu'avec la nature du gaz. Il a paru inutile d'indiquer ici les résultats
obtenus avec de faibles voltages, car ils varient beaucoup quand les
conditions varient. Bien qu'on puisse facilement les expliquer à l'aide
des résultats obtenus avec des forces électromotrices saturantes, on
ne peut pas les calculer simplement, et ils ne serviraient qu'à rendre
moins nettes les lois reliant l'ionisation, l'absorption et la pression.
l^ur allure générale peut se déduire de la relation {voir § 16) entre

653 K, RUTHKAPOtlD.

le courant el la force électromotrîce pour dtlTérentes pressions.
On peut comparer les résuliats précédents sur la relation eotre le
courant el la pression à ceux qu'on a obtenus pour les rayons de
Ronlgen. J. Perrin {*) a trouvé tjue la vitesse de la décharge variait,
proportionnellement à la pression, pour des forces éteclro motrices
saturantes quand les rayons ne tombent pas directement sur la surface
des plateaux métalliques. Ceci est d'accord avec les résultats obtenus
pour les rayons de l'uranium, car le résultat de Perrio montre que
l'ionisation est proportionnelle à la pression. Toutefois les résultats
d'autres expérimentateurs sur ce sujet sont très incohérents, ces dif-
férences étant dues principalement à l'emploi, dans certains cas, de
forces électromolrices non saturantes, et aussi à ce fait que l'ioni-
sation superlicielle à la surface des électrodes compliquait la relation,
particulièrement aux basses pressions.

S»-

' Valeur de l'ionisation dans différents gas.

Quand les ravons sont c
proportionnelle à l'ionisai
saturerlcgai(f.é. m. = ï
une petite sphère couverti
dVtain d'un llacon conatitu
pour tous les gaz employés, la même ionitalion totale (valeurs extrêmes, 9S
pour l'hydrogène cl 1 1 1 pour le gaz il'âclairagc en prenant 100 pour l'air).

implètcmeni absorbés, la vitesse de la décharge est
ia totale. Un dispositif spécial a été employé pour
jovolis) entre une électrode centrale constituée par
d'oxyde d'uranium et la paroi couverte de papier
int l'autre élcrtrode. Dans ces conditions, on trouve.

1—

<—

p-|

•y"'

1 .

.">

î/

V-' — 1

sian

*f/H.

(■) Comptes rendut, t. CXXIII, i8g6, p. i-}K.

'IHANIUU ET LA CONOLUTION l^LtCTRIQl'IC.

•éneetle gai carbonique. Ces c
complète pour l'air et le gaz c
gène.

urbea niODtrent que l'absorption, à peu pri
rbonique, ne devait pas l'être pour l'Iiydro

suite de là que l'énergie employée à prodi
i-dire à mettre en liberté li^s mfnies charges, e
gai employé.

L'auleur fait remarquer combien les résultats obtenus dar
dtf coDdnctibilités acquises par les ilifTêrents gaz (exemple
Ukbi suivant les eonditions oii l'on se place.

la mâme i<

) même, quel que soit le

- Tariatian dn conraiit (de latnrBtion) entre les pUteetu
quand te dlitance compriie entre eux Tarie.

Appareil analogue à celui de la lîgui
|ure8 donne les résultats pour l'air (H et C0<
lin pressions de i,| et \ d'atmosphère, la f. é
pour saturer le gaz, pour toutes les distances

plateau A étant enlevé. La H-
I donnent d'analogues) sous
. (300 volts) étant suffisante
iployées. On voit que, pour

oiac

*^/

ftau

^♦>

\"V

,»«s

^^i

*$.

•^

les fi

'.t,.

,„

K*J

<le faibles distances entre les plateaux, l'ionisatii
l« courant varie à peu près proportionnellement
•liMance augmente, l'absorpLiou diminuant 1'
t^'oignées de l'uranium, le courant de saturation
lance. On a vu (% 10) que l'ionisalio
SQBi l'une et l'autre proporlionnclli
i~e-i'\'i. L'accord avec l'expérient
déduire /.X, de leupérience, c'est-à
pour différentes pressions.

L étant à peu près uniforme,
la distance; puis, quand la
nisation dans les régions

: la

totale, si l'ionisation c
à la piession, est proporiionnclli
est excellent (Jig. 8). On pe
le coefficient d'ab:

don<

654 K. RUTHERFOilD.

§ 13. — Vitesse de recombinaison des ions.

Ij'air qui a passé à la surface d^un composé d'uranium a la pro-
priété de décharger les corps éiectrisés soit positivement, soit négati-
vement. On a employé le dispositif suivant pour trouver la durée de
persistance de la conductibilité ainsi produite.

Sur une feuille de papier épais, entièrement recouverte d'une
couche mince de gomme arabique, on répandait uniformément de
l'oxyde d'uranium ou du sulfate double de potassium et d'uranium
finement pulvérisés. Cette feuille, séchée, était enroulée en cylindre,
la couche d'uranium en dedans; on plaçait ce cylindre à l'intérieur
d'un tube métallique T, de 4*^™ de diamètre {fig^ 9). Un courant

I^'ig- 9-
C

Tepi*e

d'air venant d'un gazomètre, après avoir traversé le tampon d'ouate C
destiné à retenir les poussières, circulait dans le tube T, puis dans un
long tube de métal relié au sol.

Des électrodes A et B, isolées, étaient fixées dans ce dernier tube,
à une distance de 44*"" Tune de l'autre. L'électromètre pouvait être
relié à l'une ou l'autre de ces électrodes. Pratiquement, les deux paires
de quadrants étaient d'abord reliées ensemble. Les deux électrodes A
et B, ainsi que l'électromètre, étaient ensuite chargées à un potentiel
de 3o volts, enfin les deux paires de quadrants étaient séparées.

En l'absence de l'uranium, aucune des électrodes n'était déchargée
quand un courant d'air rapide circulait dans le tube. L'uranium remis
en place, le courant d'air produisait la déviation progressive de l'élec-
tromètre et cette déviation continuait jusqu'à ce que l'électrode fût
déchargée.

Quand A. était chargé à 3o volts, il n'y avait pas de déperdition
en B. La vitesse de déperdition de B ou A est ainsi proportionnelle au
nombre total des ions contenus dans le gaz. Les ions se recouibinent
dans l'intervalle de temps employé par le gaz à passer de A à B. La

LES BATONS DE L*DRANIUM BT LA CONDUCTION ÉLECTRIQUE. G>5

>itesse de déperdition de B pour une force électromotrice saturante,
quand A est au sol, est ainsi moindre que celle de A.

Dans une expérience particulière, la vitesse de décharge de l'élec-
trode A était de 146 divisions par minute. Quand A était reliée au
sol le courant de saturation pour B était de 100 divisions par minute.
La vitesse moyenne du courant d'air circulant dans le tube était de 70*^'"
par seconde. Donc, au bout d'un intervalle de temps égal à o%63, la
conductibilité de l'air était tombée à 0,68 de sa valeur.

Si l'on admet, comme dans le cas de l'air rontgenisé, que la perte
de conductibilité est due à la recombinaison des ions, la variation du
nombre n des ions par unité de volume avec le temps est donnée par

/ \ dn

(i) "57 =-«'*''

1 étant une constante. Si N désigne le nombre d'ions à l'électrode A,
leur nombre n à l'électrode B au bout d'un temps / est donné par

— = *'•

n \

D'ailleurs, les vitesses de décharge correspondant à la saturation,
en A et B, sont respectivement proportionnelles à N et à w ; on peut
facilement en déduire que le temps nécessaire pour que la moitié des
ions soient recombinés est i*, 3. C'est une vitesse de recombinaison
bien plus faible que pour l'air rontgenisé au voisinage d'un tube de
Grookes ordinaire.

\jA valeur de l'ionisation par les rayons de ruranium est en général
beaucoup plus faible que celle qui est due aux rayons de Riintgen, de
sorte que le temps mis par le nombre des ions à tomber à la moitié
de sa valeur est plus long.

Le phénomène de la recombinaison des ions est tout à fait sem-
blable pour les deux espèces de conduction. On a vérifié la formule (i)
à l'aide de l'expérience suivante :

On a pris (Jig- 10) un tube A, de 3™ de longueur, de S^'^jS de dia-
mètre. Un cylindre D, long de 26*^", avait sa surface intérieure recou-
verte d'oxyde d'uranium. L'air, chassé d'un gazomètre, traversait, en
entrant dans le tube A, un tampon d'ouate E destiné à retenir les
poussières et à rendre le courant d'air plus uniforme à travers la
section du tube. L'air passait près de la surface de l'uranium, puis à
travers une toile métallique L, dans le cylindre d'épreuve B, de 2*'", 8
de diamètre. Une tige C, isolée, de i*^°*,6 de diamètre, était disposée

656 E. ■CTHEIFOU».

.suivant l'axe du cvlindre B. el élail reliée à rélecUromèlre. Les cv-
linrlres A el B étaient reliés à Fun des pôles d*une batterie de 32 volts,
Tautre pôle étant à la terre.

Fig. lo.

ri . Tûôré crfénium ^^

l. *• D î^

La différence de potentiel de 82 volts entre B et C était suffisante
pour enlever au gaz tous ses ions pendant son passage le long du cy-
lindre. La vitesse de décharge de l'électromètre était alors propor-
tionnelle au nombre des ions contenus dans le gaz.

Le Tableau suivant donne les vitesses de déperdition obtenues pour
différentes distances entre le cylindre d^uranium et la toile L.

Distance entre

Vitesse de

déperdition

l'extrémité du cylir

idre

en divisions

par

' minute.

d'uranium

-^- —

— ^ — -

et la toile L.

T ( en sec).

Observées.

Calculées.

•159

•lag

d -^ i5

^-h I

II 1

1 la

d-^t- 5o

i-+- 2

•87

d -\- \oo

^4-4

d-Jr 200

i-4-8

d (environ 20*^") était la distance à laquelle la première mesure a
été faite. La valeur de t (deuxième colonne) correspond à d. La vi-
tesse moyenne du courant d'air était 23*^"* par seconde.

Les valeurs de la dernière colonne ont été calculées d'après la for-
mule (i). Les deux nombres avec des astérisques ont servi à déter-
miner les constantes de Téquation. L'accord des autres valeurs est
meilleur qu'on ne pouvait l'espérer, car, dans la pratique, la vitesse
du courant d'air n'est pas constante à travers toute la section, et il y a
aussi une légère perte de conductibilité par diffusion des ions sur les
parois latérales du long tube.

On observera que la vitesse de recombinaison est très faible quand
il y a peu d'ions dans le gaz et que l'air conserve un quart de sa con-
ductibilité après un intervalle de 8V

LK8 BATONS DB L^URANIUM ET LA CONDUCTION ÉLECTRIQUE. 657

§ 14. — Mobilité des ions.

La niélhode employée (voir /^AiV. Mag.^ nov. 1897, Mémoire tra-
Juil dans ce Recueil) pour déterminer la mobilité des ions dans la
conduction produite par les rayons de Rtinlgen ne peut être employée
pour les rayons de Turanium. Il n'est pas pratique de mesurer la vi-
les>e de recombinaison des ions entre les plateaux dans ce cas, à cause
de la très grande faiblesse de la conductibilité rémanente; et, de plus,
linégalité de l'ionisation entre les deux plateaux trouble beaucoup la
distribution du champ électrique entre ces deux plateaux.

On peut cependant facilement comparer les mobilités des ions, dans
des conditions identiques, dans l'air nintgenisé et dans l'air rendu
conducteur par l'uranium. Les résultats montrent que, dans les deux
cas« les ions sont identiques.

Pour comparer les mobilités, on a employé un appareil analogue à
celui de la figure 10. Les ions étaient entraînés par un courant d'air
le long d'un fil chargé A, et Ton mesurait la conductibilité du gaz
aussitôt après à l'aide d'une électrode B, fixée tout près de A. I/élec-
Irode A était cylindrique et fixée suivant l'axe du tube L, relié à la
terre. Nous ferons le calcul en supposant le champ électrique iden-
tique, dans l'espace compris entre les deux cylindres, à ce qu'il serait
si ces derniers étaient infiniment longs.

Soient :

■

a le ravon de l'électrode A ;

h le ravon intérieur du tube L ;

V le potentiel de Télectrode A (supposé positif).

La valeur du champ X, à une distance r du centre du tube, est
donnée par (les Log désignent les logarithmes népériens)

rLog ( -

Soient W|, u^ les mobilités des ions positifs et négatifs. Si la vitesse
est proportionnelle à la valeur du champ électricjue en un point quel-
conque, la distance rfr parcourue par l'ion négatif pendant le temps rf/

est donnée par

dr = X M| dt^

S. P. 1^

658 E. RUTtlERFORD.

OU bien

Log f -j rdr

dt =

Vm,

Soit 1-2 la distfince du centre à partir de laquelle Tion néj;atif peut
juste atteindre Télectrode pendant le temps t mis par Tair pour lon^^er
cette électrode

,= (£iz:iil)Log(*).

Soit 02 le rapport du nombre des ions négatifs qui atteignent Télec-
trode A au nombre total des ions qui passent le long de celte électrode;

on a

ri — a«

Par suite,

(^) ".= ^;v7

De même, en désignant par pi le rapport du nombre des ions posi-
tifs qui abandonnent leur charge au cjlindre extérieur au nombre total
de ces ions, on a

.o,(6«-a«)Log(^)

<'^) "«= ïvr^^-

Dans les équations précédentes, on suppose que le courant d'air
est réparti conformément à travers toute la section du tube, et que
la distribution des ions est uniforme à travers toute la section, par
suite, que le mouvement des ions ne trouble pas sensiblement le
champ. Comme la valeur de t peut être calculée d'après la vitesse du
courant d'air et la longueur de l'électrode, on peut immédiatement
déterminer les valeurs des mobilités des ions.

L'équation (2) montre qae p2 est proportionnel à V, c'est-à-dire
que la vitesse de déperdition de l'électrode A varie directement
comme le potentiel de A, pourvu que la valeur de V ne soit pas assez
grande pour enlever tous les ions contenus dans le gaz pendant qu'il
passe le long de l'électrode. C'est ce qui a été \érifié par rexpérience.

Pour la comparaison des mobilités, le potentiel \ a reçu une \aleur

telle que ps= - environ. On la déterminait en cherchant la vitesse de
déperdition de B pour une force électromotricc saturante. La reconi-

LES AATONS DE l'uRANIUM ET LA CONDUCTION ÉLECTHIQIE. 669

binalsondes ions entre A et B était très faible et pouvait être négligée.
En laissant le reste de Tappareil identique, on enlevait alors le cy-
lindre d'uranium; on lui substituait un cylindre d'aluminium sur
lequel on faisait tomber les rayons de Rontgen. Ampoule et bobine
d'induction étaient placées dans une boîte métallique pour faire écran
éleclriquc complet contre toutes les perturbations électrostatiques.
On ne faisait tomber les rayons que sur la région centrale du cylindre.
On réglait leur intensité de façon à obtenir, avec le même courant
d'air, une vitesse de décharge du même ordre que celle que produi-
sait l'uranium. On trouvait alors une valeur de p2 à peu près la même
que dans le cas de la conduction produite par les rayons de Tura-
niuin. Par exemple, la vitesse de décharge de B était réduite de 38**'^
à i4''" par minute en chargeant A à un certain potentiel faible, quand
on soufflait de Tair ionisé par l'uranium. Avec Pair rontgenisé, dans
les mêmes conditions, la >itesse de décharge était réduite de i^o^'"" à
iS**" par minute. Les valeurs de p2 étaient respectivement o,()3 et
0,64. Cette concordance est plus parfaite qu'on ne pouvait l'espérer,
car Tampoule n'est pas une source bien constante de radiation.

Ce résultat montre que les ions, dans les deux cas, air rontgenisé et
aira uranisé », se déplacent avec la même vitesse et sont probablement
identiques. La mobilité d'un ion à travers un gaz est proportionnelle

à—, e étant la charge portée par Fion et m sa masse. A moins que

e et m ne varient dans le même rapport, il en résulte que la charge
portée par l'ion et sa masse sont identiques dans les deux cas.

On a trouvé que la vitesse des ions négatifs était un peu plus grande
que celle des ions positifs. Zeleny ( ' ) a montré que tel est le cas pour
les ions des gaz runtgenisés. On met facilement en évidence cette dif-
férence de vitesse des particules chargées des deux signes. On mesure
la \itesse de déperdition de B pour des charges positives et négatives.
Quand B était chargé positivement, la vitesse de déperdition mesurait
le nombre des ions négatifs qui échappaient à Télectrode A ; quand B
était chargé négativement, elle mesurait le nombre des ions positifs.
Or elle était toujours légèrement plus grande quand B était chargé
négativement. Cela est vrai, que A soit chargé positivement ou néga-
tivement, et montre qu'il y a un excès d'ions positifs dans le gaz après
qu'il a passé auprès de l'électrode A.
On peut aussi montrer facilement la différence des mobilités des

(') Phit, Mag.^ b* série, t. XLVI, juillet 1898 (voir plus loin).

66o E. RUTHERFORD.

Ions en appliquant à Tel eclrode Aune force électromotrice alternative
suffisante po}ir enlever une grande partie des ions quand Pair passe
au voisinage. On trouve toujours que le gaz, à la sortie, est chargé
positivement, preuve d'un excès d'ions positifs.

On a fait un grand nombre de déterminations des mobilités des
ions de l'air soumis aux rayons de l'uranium, avec des forces électro-
motrices constantes ou alternatives, l'air passant entre des électrodes
cylindriques ou des plateaux plans rectangulaires. Par suite des iné-
galités dans la vitesse du courant d'air aux différents points d'une
même section et aussi par suite d'autres causes perturbatrices impos-
sibles à déterminer, on ne pouvait faire cette mesure avec toute la
précision désirable. Pour une détermination exacte, une méthode
indépendante des courants d'air est tout à fait nécessaire.

§ 15. — Chnte de potentiel entre les deux plateanz.

La modification produite par le déplacement des ions dans la distribution du
potentiel entre deux plateaux parallèles, quand Tun d'eux est recouvert d'ura-
nium, a été étudiée soit avec un fil métallique explorateur relié à rélectro-
mètre, soit par Télectromètre à écoulement d'eau (les deux plateaux étant
verticaux, dans ce cas). Les deux méthodes donnent des résultats concor-
dants : Si les deux plateaux étaient chargés à des potentiels égaux et de
signe contraire, le plan de potentiel zéro est déplacé; il s'éloigne du plateau
couvert d'uranium, et son déplacement est d'autant plus grand que la force
électromotrice est 'plus faible et que l'ionisation est plus forte. De la distri-

à\

bution du potentiel on peut déduire la distribution de la force électrique — -7-

et celle de la densité — r— t-t*

Comparaison avec les résultats de C.-D. Child {^) et de J. Zeleny {^)
pour les rayons de Rôntgen. — Dans le cas de l'uranium, l'ionisation décroit
d'un plateau à l'autre, et c'est cette inégalité qui produit surtout la modifi-
cation du champ. Dans le cas des rayons de Rontgen, l'ionisation est uni-
forme, la modification du champ est due surtout à l'accumulation des ions au
voisinage des électrodes, d'où résulte une variation rapide du potentiel près
des plateaux (>).

(») Wied, Ann,, t. LXV, avril 1898, p. i5a.

(») Phil. Mag., t. XLVI, juillet 1898, p. 120.

(') Voir le Mémoire théorique de J.-J. l'homson traduit également dans ce Re-
cueil et paru dans le même volume du PhiL Mag. Ce mémoire est reproduit aussi
dans Cond. of Elect, thr, Gases, {Note du traducteur.)

§16.-

s DE L'i'KANIl'll ET LA CONDUCTION ELECTRIQUB.

Relation entre le coortnt at la force électromo triée.

On 1 les mêmes résultats généraux que dans le cas des rayons de ROnigen :
lecoaranl, d'abord à peu prés proportionnel à la force électromotrice, croit
ili plus «D plus lentement et tend vers une limite (courant de saturation).
Uâgare ii indique lj ni<-iliode employée : l'élcclrométre ne sert que d'ins-
iniBCDl de léro, T esl une résistance considérable eu xylol (looooohms). On
■liniicDt le potentiel du plateau B nul, en lui fournissant uu courant qui

ni proportionnel à ^ '-g- , par sjite à R|, si l'on maintient la somme R] + Ri

roiuUate. Pour les gaz autres que l'air, les deux électrodes cylindriques C, D

Ipiriie inférieure de la figure ii] remplaçaient les plateaux A et B, le cylindre
iûltrifur C étant recouvert d'oxyde d'uranium. La figure la indique quelques-

l--.g

'■'

lÇa3_Mli2^

„.

—

Air

^ ,

— /

Him

voe.

1 —

-*—]

lis

fflCS

des

\:y/>o

fres

0.37

'cm.

Volt'

uni des résultats (l'échelle des courants y est arbitraire). Od voit qu'il y a
ane caleur définie du courant quand la force électromolrice est nulle. Cec

•''• *^' "* *-=*—-■* - -•■' r «T "* iJ"'*-r"*L* ■«^T-r^TT* »; iïi^

3 _2iL -£ . a !oir ' Am*b

■* -1 li-f ** ■■■■!■■ *

);•.

r-.r:t - ïttrn*rrrTr' mt r^ TiTTiBs- ii* .' mniîun: -K f -^bteair un

i"^ if nnanun -attfra*^ *iika:s^ lui n^ipient
rr^oatiiL ïe nttae -Àipue qn^ ljk charge
ïé^ imnirun. I*r^ r-^aiUrfâ- - fsnûnusu iimleaiffnjt tijn^ t«i tbêi>rie de
' ofu-^.'-o- ?'«r r*iir»^ tif / ia.*=»Tn lui IL nouÂf ie ui r*iwlîoa par l air,
»• zr*z ' ».-»a i#» ji -^"ir^ètT:*- Df / inrumiL ■??=€ p^is^ f*.»rtenient ionisé que
•.^Mii rii ^n ■'r^. ^cMt i ri*^»ni*f âstimri»- Sapp>îOD5 par exemple
m in ni r-^iii i* irmi»jm. zmàcs^t p«>HthefBifat. soil placé à l'intérieur

;>^ '-^r-iû'aCfUM 'i:»fri!iM?a£aû» •)•£ été £ûics depvis poar les gaz rônt^cnisés,
(lACwtrtufn* >*r /. ZfiUiAj *t P. Lanwenn. {Xote du traducteur.)

' R'..«* .'4 *Xf: par M:. C*««^ 'lyy.' ^> > trooTé an coefficient de recombi-
n^.^^M i.'W^^p'eikiaAt ^ U preM*Mi, résiliât sealement approché, d'après Langevin.

( \ote du traducteur. )
f'f f'hU. Mtag., t. XLIV, jvjllet 1897, p. loa.

LES BAYONS DB l' URANIUM ET LA CONDUCTION ÉLECTRIQUE. 663

d'un vase métallique relié à la terre, et traversé par un courant d'air.
Sous l'influence de la force électromotrice, les ions négatifs se dé-
placent vers l'uranium, et les ions positifs en sens contraire, vers les
parois du vase. Comme l'ionisation est plus grande au voisinage de
l'uranium, il y aura excès d'ions positifs dans l'air à quelque distance
de l'uranium. Une partie de ces ions sont entraînés parle courant d'air
et abandonnent une charge positive à un tampon d'ouate. Le nombre
total des ions négatifs entraînés pendant le même temps est beaucoup
moindre, car la valeur du champ, et par suite la vitesse de l'ion est
beaucoup plus grande près de l'uranium que près du cylindre exté-
rieur. Par suite il y a un excès d'ions positifs entraînés, et l'on obtient
un gaz chargé positivement. Quand la diflerence de potentiel entre les
électrodes augmente, la quantité d'électricité ainsi mise en liberté dé-
pend de deux influences opposées. En premier lieu la vitesse des ions
aupnente : par suite la proportion des particules chargées entraînées
diminue. Mais, si le gaz n'est pas saturé, le nombre des ions qui se
déplacent entre les deux électrodes augmente quand la force élec-
Iromolrice augmente, et, pour de faibles forces électromotrices, cette
augmentation compense et au delà la diminution due à l'accroisse-
ment de vitesse. Donc la quantité d'électricité obtenue croîtra d'abord
en même temps que le voltage, passera par un maximum, puis dé-
croîtra; car, lorsque le gaz est saturé, l'accroissement de la force
électromotrice n'ajoute plus de nouveaux ions. C'est exactement le
résultat de Beattie; c'est aussi celui que j'ai obtenu dans le cas de la
séparation des ions de l'air nintgenisé. Le fait qu'on obtient plus
d'électricité positive que d'électricité négative tient à la plus grande
mobilité des ions t^égatifs. (Voir § 14).

Les propriétés de ce gaz électrisé sont semblables à ce qui a été

obtenu dans le cas de la conduction par les rayons de Rcintgen. Le

signe contraire des électrisations obtenues d'une part par Beattie

dans le cas de l'uranium, et d'autre part par moi-même (•) dans le

cas des gaz rontgenisés, peut s'expliquer par la dilférence des méthodes

employées. Pour obtenir de l'électrisation à l'aide d'air nintgenisé, un

courant d'air rapide était dirigé tout près du fil chargé. Dans ce cas,

I électricité obtenue est de signe contraire à celle du fil, car ce sont

les particules chargées de signe contraire au fil qui sont entraînées

avant de l'avoir atteint. Dans le cas de l'uranium, le courant d'air

remplissait toute la section de l'espace compris entre les électrodes;

(») Phil. Mag., avril 1897.

^ h

atr -*iiî- r- •mr--.zLy-. •!! tuÎL ?*iftltenclre à obtenir d^

métalUques.

..' - iiiL.- à -wTi*.- JT ~ cmiuiim 3*»r»i toute trace de con-

-Il '1- - "^iiLi X r — r".«*-7ri!fr m timipon d'ouate ou n'im-

••-"r - -. - .;: — -.-i.T - nïr*TLvîi:. fi-.îf—, Cette propriété de fouale el

- — *— .1 .-:-?- zi?T- — z r'-'-oirt" U3«iri surprenante, car il e>t

.- -1 --■_ - - — . I2- -^r— XT^ar^ «or Uf^ tiiiL«fB>ions moléculaires

- -- .i.- z^'.- *T'z.. -^êST^" \*r if» ifîic? orifices ; mais un peu

- ^■: _ _ -zi. z-Z" ~^z :— ■- j>. 'inuit^ >•> 3D}Iêcules, sont conti-
:. - - _ -in-;. '-!^r-3- ^^^i.:r. -'. ii* JLU^îv ^aC des charges libres,

- ■'. r^ -ji .1. ^ * -■'i--* , vzr- r-iàiiii; di?G4ii':^* J'un corps solide

I _=--!- c.uj*-î- '-rf* m *'. iiL ii]«ta^i«>anent leur charçe

- _: -•:i_ . -» -ir*^.^ P'^r -iiiit* ce a npûîilè de diflusion des

Lr - L r .- Lr-'^L^-^»- i" lue uiîe ui^ciLiique, présentant dcs

. -.- ..- - r-- ^-^ - -r ijiiî*ni>'a ii;> inuwt^ry^ des ions, peut

-:*- 1- ^ ,r"::i :. -.- T.^.i'-iti i— tf>?*»us- tiianje .{o^tiues résultats obte-

:i L.- K -- : — , .*,-^ i:ie^ o* "ii — ?. L-i uiie i^^ut nîeux fils par milli-

11'- ^— . t -i.— .«*-- ■•■ ■!.;:•— j,d- H nt-ou -îCiiic £c^ï?iîiênpment égale à la

>i "T..- - : "r- -i '^-^ir"->. -~rfï* ?.'iie>». -riT'tiœaiiiîic >ifrwes les unes contre

'^ Ki :•— . :-"_n :t:i->ii«-aL a ^c^.'-i'a t»x rjje <a A ifjT. i)\ On main-

■*i-à ". ■■ '"*^-?<* :i : .i""i-r- :" iiT ,•? j OiÇ i'x mii* ^ p^u près constante,

'"- - - -LL-^'ii^f : ^ :■ tx»n*^C-:il.t'e w L iir vipnJf* >>a passage à travers

-'T : -..'^T zi'---^ tii't^, *^jt Ti-:t«fxi iranut l<r;< i{i:«;^>cs^> de déperdition

I lo.S

5 6

Apre.H avoir traversé cinq toiles, l'air avait perdu les f de sa con-

(') J.-S. TowNSKHii, /Vi/7. Mag., t. XLV^juin 1898.

LKS HATONS DE L*0RAN1UM ET LA CONDUCTION ÉLECTRIQUE. 665

duclibilité prîmîtive. D'autres expériences elTectuées avec des toiles
ayant différents degrés de finesse ont donné le même résultat général.
Le pouvoir de décharge varie avec la finesse de la toile, et semble dé-
pendre plutôt du rapport de la surface du métal à la surface des ou-
vertures que de la dimension absolue des ouvertures. Si une toile de
cuIntc arrête si facilement les ions contenus dans le gaz, on conçoit
aisément qu'un petit tampon d'ouate les interceptera tous. La perte
rapide de conductibilité est alors due à la petitesse de la particule
chargée et à la grande vitesse de difl'usion qui en résulte.

§ 19. — Remarques générales.

La cause et l'origine du rayonnement continuellement émis par
l'uranium et par ses sels demeurent un mystère.

Tous les résultats obtenus tendent à cette conclusion que l'uranium
produit des types de radiations qui, en ce qui concerne leur action sur
les gaz, sont analogues aux rayons de Rontgen et aux rayons secon-
daires émis par les métaux quand les rayons de Rontgen viennent à les
frapper. S'il n'y a ni polarisation, ni réfraction, la similitude est com-
plète. J.-J. Thomson (*) a émis l'hypothèse que les constituants de
l'atome, en changeant leur mode de groupement, donnent naissance à
des effets électriques tels que ceux produits dans Tionisation d'un gaz.
Les résultats de Rontgen (2) et de Wiedemann C) semblent indi-
quer que, lors de l'ionisation, une radiation est émise, qui présente
des propriétés analogues à celles des rayons de Rontgen peu péné-
trants. L'énergie dépensée dans la production des rayons uraniques
est probablement très faible, de sorte que le rayonnement pourrait
continuer longtemps sans beaucoup diminuer l'énergie interne de
Turanium. On a cherché l'efTet de la température de l'uranium sur
Tintensité du rayonnement produit, à l'aide d'un dispositif analogue
à celui décrit au paragraphe 11. Les rayons étaient complètement
absorbés dans le gaz. On a chaufTé le récipient jusqu'à 200" C. sans
obsener de différence bien notable dans la vitesse de décharge. Les
résultats de telles expériences sont difficiles à interpréter, car on ignore
comment varie l'ionisation avec la température.
Je n'ai pu observer aucuns rayons secondaires produits quand les

(• ) Proc. Camb. phil. Soc.f t. IX, 8* partie, 1898, p. 897.

(') Wied. Ann., t. LXIV, 1898.

( *) Zeit,f. Electrochemie, t. H, 1890, p. 169.

666 RCTHERFORD. — LES RATONS DE L*L'RAN1UM ET LA CONDUCTION ÉLBCTRIQrB.

rayons de ruranium tombent sur un métal. De telles radiations
existent probablement, mais leurs effets sont trop faibles pour pou-
voir être mesurés.

L*auteur termine par des remerciements adressés au professeur J.-J.
Thomson.

L4 DÉCHARGE DES CORPS ÉLECTRISÉS

PAR LA LUMIÈRE ULTRA-VIOLETTE,

Par E. RUTHERFORD.

Traduit de l'anglais par H. BËNARD.

Proc. of the Cambr. Phil. Soc., t. IX, 21 février 1898, p. 401-417.

L'action générale de la lumière ullra-violette sur la décharge des
corps électrisés a fait Tobjet des recherches de nombreux expérimen-
tateurs. C'est Hertz (*) qui, en 1887, signala le premier Faction des
ravonsuhra- violets sur Tétincelle disruptive. Wiedemann et Ebert (^)
montrèrent que l'électrode négative est le siège de cette action et
firent l'élude de son effet général sur les décharges à potentiel élevé.
Hallwachs (*) et Righl (*) constatèrent que le zinc et d'autres métaux
se chargent positivement sous l'action de la lumière ultra-violette.
Ces résultats ont été généralisés par Elster etGeitel(^), qui ont publié
une série de Mémoires sur la décharge produite par les rayons ultra-
riolels, dans des conditions variées, et qui ont également (°) étudié
l'action d'un champ magnétique sur la décharge aux basses pressions.
Stoletow (') a examiné en détail la relation entre le courant et la force
électroraolrice dans la décharge effectuée sous de faibles voltages et à
différentes pressions.

La plupart de ces Mémoires traitent du caractère général de la
décharge, mais on ne s'est pas encore spécialement occupé de la
nature de cette conduction, ni de celle des particules chargées qui

(•) Wied. Ann., t. XXXI, 1887, p. 983.
(') Wied. Ann., t. XXXIII, 1888, p. 241.
(») PhiL Mag., t. XXVI, p. 78.
{*) Phil. Mag., t. XXV, 1888, p. 3i4.

(*) Wied. Ann, t. XXXVIII, p, 4o, 497; t. XXXIX, p. 33a; t. XLl, p. i6a,
j66; t. LU, p. 433; l. LV, p. 684.
(*) Wied. Ann., t. XLI, 1890, p. 166.
(*) Journ, de Russ., Phys,, t. XXI, 1889; Journ. de Phys., l. IX, 1890, p. 4^8.

668 E. RL'TIIKIIKORD.

produisent la décharge. Lenard et Wolff (*) ont publié un Mémoire
très intéressant où ils examinent l'action d'une surface, qui a reçu des
rayons ultra-violets, sur la condensation d'un jet de vapeur situé dans
le voisinage : leurs résultats les ont conduits à cette conclusion que
beaucoup de corps subissent une véritable désagrégation sous l'action
de la lumière ultra-violette, et que les particules ainsi détachées
deviennent de véritables noyaux pour la condensation du jet de
vapeur. Toutefois, à la lumière d'expériences plus récentes, ces
résultats sont susceptibles d'être interprétés autrement.

R. V. Helmholtz (^) a montré qu'un jet de vapeur est influencé
quand on produit une action chimique dans le voisinage. Richarz (^)
a fait voir que les rayons de Rontgen produisent la condensation dans
un jet de vapeur, et C.-T.-R. Wilson (*) a récemment observé que
les ions produits sous l'action des rayons de l'uranium ou des rayons
de Rontgen deviennent, dans certaines conditions, des noyaux de
condensation pour la vapeur d'eau qui les entoure. Il a aussi démontré
ce fait important, auquel on ne semble pas avoir pris garde, que la
lumière ultra-violette produit des nuages dans l'air humide ordinaire
d'une façon absolument indépendante de la présence d'un corps
solide quelconque dans le voisinage. Cet eflet doit avoir compliqué
ceux qu'ont observés Lenard et Wolff, et les résultats plus généraux
concernant la propriété qu'ont les ions de produire la condensation
semblent indiquer que, probablement, ceux que ces physiciens ont
obtenus peuvent être attribués à la présence d'ions gazeux libres plu-
tôt qu'à des particules solides détachées du métal.

Le Mémoire actuel a pour but d'exposer les résultats des recherches
que j'ai entreprises sur les particules chargées auxquelles est due
l'électrisation négative produite sous l'action de la lumière ultra-vio-
lette, et de montrer que, vraisemblablement, la majeure partie de la
charge est portée parles ions gazeux produits à la surface du plateau
chargé négativement.

Pour obtenir une décharge à l'aide de rayons ultra-violets, la lumière
doit tomber sur une surface chargée négativement. On n'obtient aucune
décharge, si l'on fait arriver le faisceau de lumière entre les deux pla-
teaux, sans qu'il tombe sur aucun d'eux. Sous ce rapport, l'action de

(») med. Ann., t. XXXVII, 1888, p. 4^3.

(^) Wied. Ann., t. XXXII, 1887, p. i ; t. XL, 1890, p. 161.

(*) Wied. Ann., t. LIX, 1896, p. 592.

(♦) Prac, Cambr. phiL Soc., t. IX, part. VII, 1897, p. 333.

LA DÉCHARGE DES CORPS KLECTRISÉS PAR LA LUMIERE ULTRA-VIOLETTE. 669

la lumière ultra-violette est très différente de celles des rayons de
Runtgen ou de ceux de l'uranium, qui produisent l'ionisation de
chaque élément de volume du gaz traversé par eux. Henry (' ) a cher-
ché à résoudre la question de savoir si la lumière ultra-violette pro-
duit une ionisation appréciable du gaz qu'elle traverse : ses expé-
riences, effectuées avec les vapeurs d'iode et d'iodure de méthyle, qui
deviennent l'une et l'autre très conductrices sous l'action des rayons
de Runtgen, n'ont donné que des résultats négatifs. Le résultat de
C.-T.-R. Wilson, d'après lequel une lumière ultra-violette intense
produit un nuage dans l'air humide, rend possible l'existence d'une
légère ionisation cubique du gaz traversé par la lumière ultra-violette,
mais cet effet semble trop faible pour être mesuré par des procédés
électriques, et, dans toutes les expériences qui suivent, on a supposé
que la surface du plateau chargé négativement est le siège de l'action
de la décharge produite par les rayons ultra-violets.

Si l'on fait tomber de la lumière ultra-violette sur une surface
chargée négativement, par exemple sur un plateau de zinc poli,
puisque le conducteur se décharge lentement, il semble probable que,
si la décharge est due au transport de particules chargées, ces parti-
cules puissent être entraînées en dirigeant un courant d'air suffisam-
ment rapide normalement à la direction de leur déplacement.

C'est ce que Zeleny (^) a montré expérimentalement, en faisant
voir qu'on obtient un gaz chargé négativement en soufflant le long du
plateau chargé négativement pendant l'action de la lumière ultra-vio-
lette. Ce gaz a des propriétés analogues au gaz électrisé qu'on obtient
parla séparation des ions dans l'ionisation effectuée par les rayons de
Runtgen ('), car il perd facilement sa charge et ne peut traverser
un tampon d'ouate sans l'abandonner.

J'ai observé le même fait d'une façon indépendante; j'ai également
.examiné l'effet des courants d'air longeant les électrodes, en particu-
lier dans le but de déterminer la mobilité des particules chargées.

Avant d'indiquer les résultats généraux obtenus, il est nécessaire
d'attirer l'attention sur les phénomènes observés par Bichat et
Blondlot (*). Ils ont trouvé que si un plateau isolé de zinc était sou-
mis à l'action de rayons ultra-violets, tous les conducteurs voisins

(*) Proc. Camb. phil. Soc, t. IX, 1897, p. 3 19.
O Phil. Mag., t. XLV, 1898.
(') RuTHERFORD, PhU. Mag., t. XLIII, 1897.
(*) Comptes rendus, t. XVII, 1888, p. 29.

670

E. RUTHERFORD.

étant reliés au sol, le potentiel auquel on pouvait le porter était mul-
tiplié par 6 ou ^, quand on balayait le plateau par un courant d^air.
Ils ont trouvé que cette action est indépendante de la poussière elde
riiuinidité. On peut, de cette façon, facilement éle\erle potentiel
d'un plateau de zinc amalgamé à i5 volts en quelques minutes, tandis
que, sous l'action de la lumière ullra-violette seule, on ne pourrait
l'élever qu'à un potentiel inférieur à 2 volts.

J'ai aussi constaté que la vitesse de déperdition d'un conducteur
•chargé négativement est beaucoup plus grande quand on dirige conlre
lui un rapide courant d'air dénué de poussières. Un plateau de zinc
poli, chargé à — 8 volts, placé à 10*^™ d'un autre plateau, a donné
une vitesse de déperdition douze fois plus grande que sous l'action
de la lumière ultra-violette seule. Le courant d'air semble aider la
force électromotrice à enlever la charge négative. On doit en tenir
compte toutes les fois que des courants d'air tombent sur des surfaces
chargées négativement.

La figure i montre la disposition générale de cette expérience.

l' i "■ I

z30--s=Ajf:

Un courant d'air, produit par un soufflet ou un gazomètre, passait
entre deux électrodes planes parallèles B et C, et circulait ensuite à
l'intérieur d'un cylindre d'aluminium isolé T. On enlevait autant que
possible les poussières de Tair en le forçant à traverser, avant d'at-
teindre les plateaux, une ampoule G contenant un tampon serré
d'ouate. Une lampe à arc A constituait la source de lumière ultra-
violette. Cette lumière traversait une plaque de quartz Qi qui cou-
vrait une fenêtre ménagée dans l'écran métallique LM entourant l'arc,
puis une seconde plaque de quartz Q2, enfin une fine toile métal-
lique B, et tombait sur le plateau métallique C, généraleuient en zinc
poli ou amalgamé. Les hachures en lignes pointillées indiquent la

U DÉCHARGE DES C0BP8 ÊLBCTR18É8 PAR LA LLMIÈRE ULTRA-VIOLETTE. 67 1

position des isolants qui servaient à isoler les uns des autres la toile
métallique B, le plateau C et le tube T. Un fil isolé W était placé
suivant Taxe du cylindre T.

Dans une expérience, le plateau C était long de 4*^"'j2, large de i*"",5
et situé à 8^" de la toile métallique B. Comme la surface de Touver-
tore rectangulaire {>ar où Tair passait nY'tait que de i*^™',2 on pouvait
facilement obtenir des vitesses de courant d'air égales à Soo*"'" ou 4oo*^'"
par seconde.

Première expérience. — C était relié au pôle négatif d'une bat-
terie de 8 volts, l'autre pôle étant relié au sol. La toile métallique B
était reliée à l'une des paires de quadrants d'un électromètre, l'autre
étant au sol. Toutes les autres parties de l'appareil étaient reliées au
sol. Quand la lumière ultra-violette agissait, le plateau C perdait une
charge négative que recueillait la toile B, et Taiguille de Télectro-
mètre montrait une déviation de

60'''^ par minute.

En faisant passer un courant d'air rapide entre les plateaux, on arrêtait
complètement Taiguille de l'électromètre; ceci montrait que les par-
ticules chargées négativement, après avoir quitté C, étaient complè-
tement entraînées par le courant d'air.

En chargeant C à un potentiel de — if\ volts, la vitesse de déper-
dition correspondait à

170**'^ par minute;

avec le courant d'air, elle était réduite à

8*"^ par minute;

par suite, moinsde jj, de la charge pro\enant de C atteignait la toile B.
En chargeant C à des potentiels plus élevés, la proportion des parti-
cules chargées qui pouvaient atteindre la toile métallique sans être
balayées par le courant d'air augmentait. En diminuant ou en aug-
inentant la vitesse du courant d'air, les autres conditions restant
identiques, on augmentait ou l'on diminuait le nombre des particules
chargées recueillies par la toile métallique.

Deuxième expérience, — On a vu que Ton peut empêcher la tota-
lité ou une partie des particules chargées d'atteindre la toile métal-

67a E. RL'TIIERFORD.

lîque B. Il faut montrer à présent ce que deviennent celles qui oat
été entraînées hors de Fespace limité par les deux plateaux. Le pla<^
leau C était chargé à — 24 volts et la toile métallique reliée au sol.
Le cyliïidre d'aluminium T était relié à l'un des pôles d'une batterie
de 3o volts, et le fil W à l'électromètre. On ne constatait aucune
déviation de l'électromètre sous l'action des seuls rajons de l'arc.
Si T était chargé négativement, la production du courant d'air char-
geait W négativement. Si la charge de T était positive, rien de tel
n'avait lieu. On en conclut qu'un gaz chargé négativement a circulé
à l'intérieur du cylindre; dans le premier cas, il a cédé sa charge au
fil central; dans le second cas, au cylindre T. Un excellent procédé
pour évaluer la charge totale entraînée consiste à placer un tampon
d'ouate à l'intérieur du tube : l'air qui le traverse se trouve complè-
tement déchargé.

Troisième expérience. — Si le tube d'aluminium T, ayant 3o*^"
de longueur et i^", i de diamètre, était relié à l'électromètre, et le fil
central enlevé, on trouvait que le gaz circulant dans le tube lui cédait
une partie de sa charge. Dans une expérience, la vitesse de Tair
étant d'environ 1 5o*^™ par seconde, -5 du gaz était déchargé par le
tube : on pouvait s'attendre à ce résultat, car les particules chargées
se repoussent mutuellement vers les parois du tube. Si la densité
cubique d'électrisation était uniforme à travers toute la section du
tube, une telle expérience nous permettrait de calculer la vitesse
avec laquelle la particule se meut par suite de cette répulsion mu-
tuelle, mais cette condition n'est pas remplie ici.

Quatrième expérience, — On peut recueillir toute la charge en-
traînée en dehors de l'espace limité par les électrodes B et C. Dans
une expérience, on mesurait la vitesse de déperdition de C sous
l'action du courant d'air : une partie de la charge cédée par C était
recueillie par la toile métallique B, une autre partie par le tube T, le
reste par le tampon d'ouate. On a trouvé que la somme des trois
vitesses de charge correspondantes était à peu près égale à la vitesse
de déperdition de C.

Mobilité de l'ion chargé.

Les expériences générales sur les effets d'un courant d'air passant
entre deux électrodes, pendant l'action des rayons ultra-violets,

U DÉCHARGE DBS CORPS KLBCTRISB8 PAR LA LUMIERE ULTRA- VIOLBTTB. 67^

peuvent s'expliquer simplement dans Thypothèse suivante : les par-
ticules chargées négativement, qui partent de la surface C, se dirigent
vers la toile métallique B avec une vitesse proportionnelle à la force
éleclromotrice agissant entre les deux plateaux.
Soient :

tf la mobilité de la particule chargée (vitesse dans un champ de i volt

par centimètre);
d la distance comprise entre les plateaux ;
/ leur longueur ;
9 la différence de potentiel en volts entre les plateaux.

Par suite, le temps /, mis par la particule pour passer d'un plateau
à l'autre, est donné par

Si, à présent, U désigne la vitesse du courant d'air, le temps ^i mis
par l'air à parcourir la longueur des électrodes est donné par

En supposant la vitesse du courant d'air uniforme à travers toute

la section de l'intervalle compris entre les plateaux, si ti est inférieur

à/, aucune particule chargée, quittant C, ne pourra atteindre B;

elles seront toutes entraînées par le courant d'air. Nous pouvons

supposer que la particule parcourt une trajectoire rectiligne oblique

par suite de la composition des deux vitesses, l'une parallèle, l'autre

perpendiculaire aux plateaux; la particule échappera, à moins que

celte diagonale ne vienne rencontrer la toile métallique B.

Soient AB, CD les deux plateaux {Jiff> 2). Supposons que les

Fig. 2.

,•'

,.*

...''

• •■

•

ions soient produits uniformément le long de CD par l'action de la
lumière ultra-violette. Une particule, provenant du point C se dé-

s. P. 43

674 I'- RI' TUER FORD.

place suivant le chemin oblique CL et cède sa charge au plateau AB.
Traçons BP parallèle à LC et coupant CD au point P. On voit qu'une
particule, partie de P, atteindra juste B. Toutes celles qui partiront
de la région située à droite de P n'atteindront pas AB, mais seront
entraînées par le courant d'air; toutes celles qui partiront do la
région située à gauche de P céderont leurs charges à AB. Le rapport p
du nombre des ions entraînés au nombre total de ceux qui quittent
le plateau CD est égal au rapport des deux longueurs PD et CD; on
a donc

?= 7'

/ désignant le temps employé par l'ion à traverser l'intervalle compris
entre les plateaux; par suite,

U </*

ou bien

U f/-

l v^

Le rapport p est déterminé par l'expérience, et la vitesse U peut
être mesurée; par suite, on peut calculer la mobilité u des ions.

Les expériences eSectuées de la sorte ont donné pour la mobilité
de l'ion dans l'air à la pression normale

u = l'^jD par seconde environ.

Toutefois, cette méthode n'est probablement pas susceptible de pré-
cision, par suite de la non uniformité de la vitesse de l'air à travers
toute la section de l'intervalle compris entre les plateaux, et aussi de>
perturbations accidentelles dues au violent mouvement tourbillon-
naire de l'air qui se produit quand on emploie des vitesses de l'ordre
de 3oo*^" ou 400*"" par seconde. La méthode est aussi limitée prati-
quement au cas de l'air, par suite de la grande quantité de gaz néces-
saire pour une expérience; aussi ai-je été conduit à imaginer une
méthode plus générale et plus satisfaisante pour la détermination de
mobilité des ions.

La figure 3 indique la disposition générale : une cloche de verre
était fixée sur un plateau CD en zinc présentant une ouverture circu-
laire EF. Un bouchon d'ébonite, à la partie supérieure de la cloche,
était traversé par une tige L portant à une extrémité un plateau de

U OBCHARGK DES CORPS ÉLECTRISÉS PAR LA LUMIÈRE ULTRA- VIOLETTE. 676

mêlai poli AB. Ce plateau AB était fixé à une articulation sphérique,
et son orientation pouvait être réglée à l'aide de vis traversant un
plateau solidaire de la tige. Une vis permettait d'élever ou d'abaisser
le plateau AB, de l'extérieur du récipient. La cloche était assujettie
sur le plateau de base à l'aide de cire à cacheter, et le tout placé sur
des blocs isolants au-dessus d'une source de lumière ultra-violette S
qui était soit une lampe à arc, soit un micromètre à étincelles. La
lumière ultra- violette traversait d'abord une plaque de quartz Q, , fixée
sur une ouverture ménagée dans un grand écran métallique, puis la
plaque de quartz Q2 fermant l'ouverture EF, et enfin tombait sur le

Çl

^ ^

T-f —I

ItaÉM

plateau métallique AB. La toile métallique remplissait un double
rôle : d'une part, elle se laissait traverser par une partie de la lumière ;
d'autre part, elle se comportait électriquement comme une surface
métallique plane. Le plateau AB, généralement en zinc poli, était
réglé de façon à être rigoureusement parallèle au plateau de base.
Tous les joints du récipient tenaient le vide, qu'on pouvait faire à
Taide d'un tube T.

Pour déterminer la mobilité des ions, la tige L, isolée grâce au
I>ouchon d'ébonite, était reliée à l'une des paires de quadrants de
rélectromèlre à l'aide du fil M, l'autre paire de quadrants étant mise
au sol. Le plateau de base CD était alors relié à l'une des bornes d'un
transformateur de 100 volts, le courant étant fourni par les conduc-

676 E. RUTHERPOKD.

leurs de distribution urbaine, et l'autre borne était au sol. Quand le
plateau de base est chargé positivement, le plateau AB se charge par
influence, et les ions négatifs, libérés par la lumière ultra-violelte, se
dirigent vers le plateau de base sous Faction de la force éleclromo-
trice agissant entre les deux plateaux. Si le plateau AB est très voisin
de CD, un grand nombre de particules peuvent atteindre CD, et lui
abandonner leur charge avant que la force électromotrice ne soit ren-
versée. Tous les ions distribués entre les plateaux au moment du
changement de signe de la force électromotrice rebroussent chemin
vers le plateau supérieur, et, comme ce dernier est chargé positive-
ment par influence, il n'y a plus d'ions produits pendant cette demi-
période. Expérimentalement, on a trouvé que le plateau supérieur ne
recevait aucune charge quand le plateau inférieur était chargé néga-
tivement et que la lumière ultra-violette agissait. On voit donc que le
plateau AB perd une charge négative quand les plateaux sont près
l'un de l'autre. Cette vitesse de déperdition décroîtra évidemment
quand la distance entre les plateaux croîtra, jusqu'à ce qu'on atteigne
une certaine valeur de la distance pour laquelle le plateau AB ne pré-
sente plus de perte de charge, bien que la lumière ultra- violette et la
force électromotrice alternative agissent l'une et l'autre. Si le plateau
est à cette distance, les premiers ions mis en liberté, quand AB de-
vient négatif par influence, peuvent atteindre presque le plateau de
base; mais, avant qu'aucun d'eux^n'ait pu céder sa charge à ce plateau,,
la force électromotrice est renversée et ces ions rebroussent chemin
vers le plateau d'où ils venaient. Pour toutes les distances supérieures
à celle-là, il n'y a aucune perte de charge, mais le but de l'expérience
est de déterminer la plus courte distance séparant les plateaux pour
laquelle AB ne subisse aucune perte de charge. Cette limite est en
général assez bien définie, comme le montre le Tableau suivant, qui
donne la vitesse de déperdition, pour différentes distances du plateau
de base.

Déviation
Nombre de rélectromètre,

de pendant 3o secondes

tours de vis. en divisions.

I hors de l'échelle

3 aoo

5 atio

7 120

8 35

9 ^

9,5 o

U DÉCHARGE DES CORPS ÉLBCTRISÉS PAR LA LUMIERE ULTRA- VIOLETTE. 677

La plus faible distance entre les plateaux pour laquelle la perte de
charge soit négligeable est à peu près égale à neuf fois le pas de la vis ;
les nombres ci-dessus montrent combien la déviation décroît vite
entre sept et neuf tours de la vis.

Soient :

tt la mobilité d'un ion ;

d la plus petite distance entre les deux plateaux pour laquelle la

déperdition de AB soit nulle ;
T la période du transformateur.

Supposons que la force électromotrice alternative soit de la forme

Eo sin2it = •

La distance dxj traversée par un ion pendant le temps dt, est

égale à

, Eo . ITtt

or = -y sm -7=- u ai.

D'ailleurs, la distance parcourue par les ions partis les premiers est

T
égale à d pendant le temps — • Donc, en intégrant les deux membres,

CD a

, Eo T

ou bien

E„T

u =

La distance d est déterminée par l'expérience ; E© et T sont les
constantes du transformateur; u est donc connu. Comme le circut
de l'électromètre est isolé avant que la force éleclromotrice ne soit
appliquée au plateau inférieur, la vraie différence de potentiel entre
les deux plateaux est plus faible que le potentiel du plateau inférieur,
par suite de l'effet d'induction entre les deux plateaux. A cause de la
rapidité des alternances, l'aiguille de l'électromètre n'indique aucun
mouvement dû à l'effet d'induction ; de sorte qu'il est nécessaire de
déterminer la correction qu'il faut appliquer quand l'aiguille reste au
repos. C'est ce qu'on peut faire simplement comme il suit.

Les deux paires de quadrants de l'électromètre étant isolées l'une
de l'autre, une force électromotrice permanente est appliquée au

678 B. RUTHBRFORD.

plateau inférieur. L'aiguille de l'électroinètre est déviée, mais on la
ramène à sa position primitive en appliquant une force électromo-
trice convenable à l'autre paire de quadrants. Soit r le rapport du
potentiel appliqué au potentiel V du plateau de base. Le potentiel du
circuit de Télectromètre est rV, et la véritable différence de potentiel
entre les plateaux est (i — r)V. On obtient donc la correction cher-
chée en mettant (1 — r)Eo au lieu de Eq dans l'équation qui donne la
mobilité. Dans une expérience, cette correction atteint, par exemple,
■j^, la dislance entre les plateaux étant o*^",8.

La moyenne des résultats d'un grand nombre de déterminations a
donné, dans l'air, une mobilité égale à i*^"*,45 par seconde environ.
On a employé pour ces expériences deux sources de lumière ultra-
violette : une lampe à arc et une étincelle jaillissant entre deux pointes
de zinc. Dans ce dernier cas, on chargeait deux grandes bouteilles de
Leyde à l'aide d'une bobine de Ruhmkorff, la distance explosive étant
d'environ o*^",8. Afin d'éliminer les effets électrostatiques, bouteilles,
bobine et micromètre à étincelles, tout était placé dans une boîte mé-
tallique reliée au sol. La fenêtre située au-dessus des pointes de zinc
était fermée hermétiquement par une plaque de quartz portant sur
chacune de ses faces une fine toile métallique reliée au sol. Ce dispo-
sitif s'est comporté comme un écran électrostatique parfait.

Dans les expériences sur la mobilité des ions, la lumière de l'arc
ne constitue pas une source de rayons ultra-violets aussi commode
que l'étincelle. En général, l'arc donne une radiation plus intense,
mais il présente l'inconvénient d'élever rapidement la température
des plateaux et de l'air environnant, ce qui change la mobilité de
l'ion, et rend très incertaine la détermination de la distance minimum
pour laquelle il n'y a pas de déperdition appréciable. Sous ce rapport,
la lumière de l'étincelle est beaucoup plus satisfaisante. C'est aussi
une source plus constante, mais elle a le désavantage d'être inter-
mittente.

Une cause d'erreur difficile à éviter dans la détermination de la vi-
tesse des ions est due à l'irrégularité de la force électromotrice du
secteur électrique urbain. Pendant la journée, les machines n'étant
pas en pleine charge, la force électromotrice et la période subissaient
souvent des variations rapides. Une autre cause d'erreur est Thypo-
thèsc faite que la force électromotrice de l'alternateur est sinusoïdale.
J'ai l'intention de continuer ces expériences en employant, au lieu du
transformateur, une force électromotrice alternative produite en ren-
versant le signe d'une force électromotrice continue à l'aide d'un

Li DECHARGE DES CORPS ÊLECTRISÉS PAR L\ LUMIÈRE LLTRA-VIOLBTTE. G79

commutateur tournant convenable. On pourra, j'espère, obtenir de
cette façon une valeur très exacte de la mobilité des ions dans des
conditions variées de température et de pression.

Effets de différents métanx.

Quelle que soit la nature du métal qui reçoit la lumière ultra-violettei on a
trouvé, dans tous les cas, à peu près la même valeur pour la distance minimum
de déperdition nulle. Il en résulte que la mobilité de Tion est indépendante
de la nature du métal sur lequel la lumière tombe. Cela confirme Thypothèse
de la nature gazeuse de l'ion, qui ne peut pas être une particule métallique
désagrégée.

Influence de la force électromotrice.

La mobilité de Tion est indépendante du potentiel de la surface frappée par
les rayons ultra-violets.

La vitesse des ions a été trouvée très sensiblement proportionnelle à la
force électromotrice agissant entre les plateaux, un transformateur convenable
ayant permis d'employer successivement des forces électromotrices efficaces de
95 volts, 365 volts cl 700 volts.

Influence de la pression sur la mobilité des ions.

I/appareil décrit {fig- 3) a pu servir pour des pressions comprises
entre 765"*"' et 34"*" de mercure. Dans ces limites, la mobilité de l'ion est in-
versement proportionnelle à la pression. Ce résultat, d'après la théorie ciné-
tique des gaz, montre évidemment que la particule chargée est de dimensions
moléculaires : Si elle était très grande comparée à une molécule, sa vitesse
dépendrait seulement de la viscosité du gaz, et, par suite, serait indépendante
de la pression dans de larges limites.

Indication succincte des hypothèses nécessaires pour l'interprétation des
résultats de Stoletow (>) sur la relation entre le courant et la force électro-
motrice pour différentes pressions.

Mobilités dans différents gaz.

La seconde colonne du Tableau suivant donne les mobilités trouvées, en
centimètres par seconde, pour les ions négatifs de l'air, de l'hydrogène et du
gaz carbonique. Dans la première colonne, on a porté les valeurs trouvées par
Tauteur dans un Mémoire précédent (<) pour la demi-somme des mobilités
de l'ion positif et de Tion négatif dans les mêmes gaz.

(') Journ. de Phys., t. IX, 1890, p. '|68.
(') Voir dans ce Recueil, p. 63a.

68o B. RUTHBBFORD. — LA DÉCHARGE DES CORPS BLECTRISÊS, ETC.

Mobilité Mobilité

dans la conduction dans la conduction

due aux produite par les

Gaz. rayons de Rôntgen. rayons ultra-violets

Air 1,6 1,4

Hydrogène..." 5,2 3,9

Gaz carbonique i ,07 o, 78

L'accord entre les deux séries de nombres semble bien indiquer que la p
ticule chargée est la môme dans les deux types de conduction. Le mécanis
de l'ionisation du gaz serait donc le même dans les deux cas.

*——

LES DÉVIATIONS ÉLECTRIQUE ET MAGNÉTIQUE

DES RAYONS PEU PÉNÉTRANTS DU RADIUM,

Par E. RUTHERFORD.

Analysé par Paul LAN6EVIN.

Philosophical Magazine, 6* série, l. V, igoS, p. 177 à 187.

Le radium émet trois espèces difTérentes de radiations :

1° Les rajons a, qui sont aisément absorbées par des couches
minces de matière et qui produisent dans les gaz la plus gi*ande partie
de l'ionisation observée dans les conditions ordinaires.

2* Les rayons (3 constitués par des particules négatives lancées avec
une grande vitesse et qui ressemblent, à tous les points de vue, aux
rayons cathodiques produits dans un tube de Crookes.

3" Les rajons y qui ne sont pas déviés par un champ magnétique
et qui sont extrêmement pénétrants.

Ces divers rayons diffèrent beaucoup par leurs pénétrations. Les
nombres approximatifs suivants donnent les épaisseurs d^aluminium
traversées avant que l'intensité soit réduite à la moitié de sa valeur :

Rayons a o ,000 j

» p o,o5

» V 8

Le présent Mémoire rend compte de quelques expériences montrant
que les rayons a sont déviables par des champs électrique et magné-
tique intenses, en sens inverse des rayons cathodiques, de sorte que
ces rayons a doivent consister en particules chargées positivement
projetées avec une grande vitesse, selon l'hypothèse émise par
Strult {') et par Crookes (^). La petitesse de la déviation magnétique
aes rayons a comparée à celle des rayons ^ est mise en évidence par

(') Phil. Trans, Boy. Soc,, 1900.
l') Proc. Box Soc,, 1900.

682 B. RVTHERPORD.

ce fait que les rajons a, lancés à angle droit d'un champ magnétique
de loooo unités C.G.S., décrivent un arc de cercle de Sg*^™ de rajon,
tandis que dans les mêmes conditions des rayons cathodiques décri-
raient un cercle de o'^",oi de rayon.

Déviation magnétique des rayons.

Un sel de baryum radifère d'activité 19000 est placé en couche
mince au fond d'une boîte rectangulaire de plomb fermée à la partie
supérieure par une feuille d'aluminium mince qui la sépare d'un élec-
troscope à feuille d'or de Wilson. De l'hydrogène circule dans l'élec-
troscope et dans la boîte pour diminuer l'absorption des rayons a
qui, avant d'arriver à la feuille d'aluminium, passent entre 20 ou 20
lames de laiton parallèles et très voisines.

Un champ magnétique intense (83-^0 unités) horizontal et parallèle
aux lames de laiton diminue beaucoup la conductibilité produite par
les rayons a dans l'électroscope et doit, par suite, dévier ceux-ci vers
les lames de laiton qui les absorbent. Etant donnée la très faible dis-
tance de ces lames, une déviation très faible des rayons a suffit pour
les arrêter. Le tableau suivant indique les résultats :

Vitesse
de décharge
de rélcoiroscopc
en volis
par minute.

(i) Sans champ magnétique f S/i'i

(•2) Avec champ » \ 1.72

i'i) Kadium couvert d'une mince feuille de mica

( 0,1

pour absorber tous les rayons a f o.g'i

idium couvert de mica avec champ magné- i
tique ' o.gji

La feuille de mica, de o'''",oi d'épaisseur, absorbait les rayons a et
laissait passer les rayons ^ et y. La différence entre (i) et (3), 7,40 volts
par minute, donne la décharge due aux rayons a seuls; la différence
entre (2) et (3), 0,79, donne la décharge due aux rayons a non déviés
par le champ magnétique, soit environ 11 pour 100 du total. Il est
probable que les rayons ^ étaient déviés complètement par le champ
magnétique résiduel de l'électro-aimant non excité. La portion déviée
des rayons a s'est montrée à peu près proportionnelle au champ ma-
gnétique.

Pour déterminer le sens de la déviation on a rendu dissymé-

LES DÉVIATIONS ÉLECTRIQUE ET MAGNÉTIQUE DES RATONS OU RADIUM. 683

iriques les intervalles entre les lames de laiton en les fermant à
moitié d'un seul côté à la partie supérieure. Si la déviation incline les
rayons du côté fermé, la diminution de décharge est beaucoup plus
grande que si elle les incline du côté ouvert. On a trouvé que la dé-
viation était du sens prévu pour des particules chargées positivement.

DéTiation électrostatiqae des rayons.

L'appareil est le même que le précédent, à cela près que les lames
de laiton sont isolées les unes des autres et peuvent être reliées de
deux en deux, les deux systèmes ainsi formés étant portés à des po-
tentiels diSerents de manière qu'on établit un champ électrique in-
tense dans chacun des intervalles. Ce champ dévie les rayons a et di-
minue la décharge dans Télectroscope. Un champ de 1200 volts par
centimètre (600 volts pouro*^",o55 entre deux lames de laiton consé-
cutives) produit une diminution de -j pour 100 dans la décharge de
l'éleclroscope.

Vitesse des rayons.

Les résultats précédents permettent de calculer que le produit
constant du champ magnétique H par le rayon de courbure p de la
trajectoire des rayons a est environ

H p = 390.000.

En tenant compte également de la déviation électrostatique on ob-
tient, par les relations connues, pour la vitesse,

V = 'i.'j X lo^ cm. par sec.
et, pour le rapport de la charge à la masse,

- =6xio3.
m

Les rayons a sont donc analogues aux kanalstrahlen de Goldslein que
Wien a démontré être constitués par des particules positives en mou-
vement rapide. La vitesse des rayons a est cependant beaucoup plus
grande que celle des kanalstrahlen.

■••>i

DE LA CONDUCTIVITÉ OU DE L'IONISATION

PRODUITES

PAR LA LUMIÈRE, PAR LES RAYONS X,

PAR LES RAYONS SECONDAIRES DES RAYONS X

OU PAR DES PROJECTIONS D'IONS,

Extraits des publications dr G. SAGNAC (').

. En ce qui touche aux questions d'ionisation, on peut extraire des
recherches que j'ai faites de 1896 à 1900 les études suivantes :

1° Les remarques au sujet de l'analogie des phénomènes d'ioni-
sation, de conductibilité électrique, de luminescence, d'image latente
photographique, faites au cours de mes recherches sur l'optique des
rayons X, et un essai de théorie de la réaction retardée d'un corps
soumis à l'action d'une radiation.

2° Les expériences sur l'ionisation des gaz par les rayons secon-
daires. J'ai donné ce nom aux rayons ionisants qui divergent,
comme je l'ai montré le premier {Comptes rendus, t. CXXV, 1897,
p. 23o, 942, etc.), de chaque élément de matière frappé par les
rayons X. Je les ai comparés d'une part aux rayons lumineux ultra-
violets, d'autre part aux rayons cathodiques {Société française de
Physique, 17 décembre 1897; Éclairage électrique, 12 mars 1898)
et cetle double comparaison s'est trouvée justifiée par la suite.

(') Bibliographie. — Recherches sur les rayons X et les rayons secondaires qui
en dérivent {Comptes rendus de l'Académie des Sciences, i. CXXII, 1896, p. -83;
l. CXXV, 1897, P- »^^' 23o et 94a; t. CXXVI, 1898, p. 36, 467,521 61887; t. CXXVII,
189S, p. 46; t. CXXVni, 1899, p. 3oo et 546; t. CXXX, 1900, p. 3ao et ioi3).

Éclairage électrique, t. XIII, 1897, P* ^3* * ^' ^I^> '^gS, p. 466; loc. cit., p. 009;
loc. cit., p. 547; t. XVII, 1899, p- 4i> et t. XIX, 1899, p. 201.

Journ. de Phys,, 3* série, t. VIII, 1899, p. 65, 333 et 64i; t. X, 1901, p. 669, et
4* série, t. I, 1902, p. i3.

Annales de Chimie et de Physique, 7* série, t. XXII, 1901, p. 394; loc. cit., 1901,
p. 49^; loc. cit., t. XXIII, 1901, p. 145. Ces trois Mémoires qui renferment Tensemble de
mes recherches sur les rayons X et les rayons secondaires sont réunis dans ma thèse de
doctorat : De l'optique des rayons X et des rayons secondaires qui en dérivent
( Paris, Gauthier-Villars, 1900).

DB LA CONDUCTIVITÉ OU DE l'oNISATION. 685

3" Les expériences sur Pionisalion des métaux par les rayons X,
quej'aieiécutées en collaboration avec M. P. Curie {Comptes rendus,
l. CXXX, p. ioi3). Ces expériences ont montré que les rayons se-
condaires très absorbables renferment des charges négatives, des
rajoQs cathodiques, analogues aux rayons cathodiques de Righi et de
Lenard que la lumière excite d'une manière analogue en frappant les
métaux. Dorn a séparé les rayons secondaires par l'action de l'aimant
en rajons déviables et en rayons non déviables. Les premiers sont
comparables aux rayons cathodiques; les seconds sont comparables
aux rayons X ou aux rayons ultra-violets.

4° Les expériences sur les projections d'ions que j'ai obtenues dans
l'air à la pression atmosphérique à travers les ouvertures d'un écran
électrique de Faraday {Comptes rendus, t. CXXX, 1900, p. 820) et
que Righi a observées après moi (/?. Accad, d. Se, d. Istituto di
Bologna, 5^ série, t. X, igoS, p. Sji),

I. - SUB LES YABIATI0H8 DE GOirDnGTIBn.ITÉ ET LES PROPRIÉTÉS DES

CORPS EXPOSÉS A DES RADIATIOHS.

Elirait des Comptes rendus de l'Académie des Sciences, t. CXXV, 19 juillet 1897
et des Annales de Chimie et de Physique, 7* série, t. XXII, p. 4a3.

A. Corrélations et analogies. — Un corps exposé à des radia-
lions (lumière, rayons X) acquiert des propriétés nouvelles que je
considère comme autant d'aspects divers d'une même modification de
létal du corps. Telles sont :

i" La variation de conductibilité électrique des sels d'argent in-
solés (S. AiiRHÉNius, IVien. Berichte, 1^ AbtL, t. XCI, 1887,
p. 38;).

2*" L'image latente photographique que les mêmes sels, émul-
sionnés ou non dans la gélatine, acquièrent sous l'action des mêmes
radiations (photographie au gélatinobromure ou daguerréotypie).

3** I^ conductibilité électrique du soufre insolé (Monckmakjv,
Proc. /?. S. £., t. XLVI, p. i36).
4® La propriété du soufre insolé de noircir dans la vapeur de

686 G. SAGNAC.

mercure el de donner une sorte d'Image photographique qui, je Tai
observé, se renverse par une surexposition prolongée au soleil.

5" La variation de conductibilité électrique du sélénium exposé
à la lumière (W. Siemens, W. Smith, Bellati et Romanese, Fritts,
S. Rallsher, Majorana, etc.) ou bien exposé aux rayons X (Perreau.
Threlfall et Pollock).

6* La réserve d'énergie des corps exposés aux radiations, ré-
serve qui se dépense en émission de radiations (luminescence appelée
idinlài Jluorescence, tantôt phosphorescence) qui peut se conserver
un temps plus ou moins long et se dégager sous l'influence d'une élé-
vation de température ou de l'action de radiations incapables par elles-
mêmes de provoquer la luminescence (Becquerel, La Lumière).

La variation de conductibilité électrique, l'image latente, l'emina-
gasinement d'énergie et la luminescence, malgré leur diversité, sont,
je pense, des phénomènes corrélatifs. Les deux premiers sont, dès à
présent, constatés avec les sels d'argent, avec une plaque de soufre.
On sait que des rayons de grandes longueurs d'onde peuvent détruire
l'image latente produite par des rayons de longueurs d'onde plus
courtes ; l'action est remarquable avec les plaques de Daguerre (Clau-
DET, Ann. de Ch. et de Phys., 3* série, t. XXII, p. 332); or les
rayons de grandes longueurs d'onde peuvent accélérer et détruire la
phosphorescence; ils provoquent alors sous forme d'émission lumi-
neuse le dégagement rapide de l'énergie emmagasinée par le corps
lors de son illumination (Becquerel, La Lumière).

Enfin on est conduit à rattacher aux propriétés précédentes la
conductibilité électrique spéciale que présentent les gaz traversés par
les rayons X.

Depuis que j'ai fait ces rapprochements, ils n'ont fait que s'accentuer. En
particulier, Ë.-L. Nichols et E. Merritt ont trouvé que les solutions fluores-
centes présentent un accroissement de conductibilité électrique quand on les
éclaire par des radiations qui provoquent cette fluorescence et ils attribuent
cet effet à une sorte d'ionisation {The Physical Review, t. XIX, p. 447 )•

B. Réaction retardée des corps illuminés. — L'étude d'une nou-
velle classe d'effets que j'ai appelés maximums et minimums appa-
rents de l'impression photographique, rétinienne ou radiographique,
m'a conduit à imaginer que la modification d'une matière illuminée
provoque une réaction de cette matière contre celte modification et
que cette réaction se transmet dans un petit cercle d'activité autour
de son centre d'excitation. G' 'st cette réaction qui impose une limite

DE LA CONDVCTIVITB OU DK l'iOMSATION. 687

à la modification de la inalière exposée à une radiation constante.
Cesl celte réaction qui détruit et fait disparaître plus ou moins vite
la modification lorsque la radiation a cessé d'agir.
J'ai été conduit à imaginer que Teffet n de la réaction du corps se

développe avec un certain retard et que la vitesse -7- de son action

né^ali\e augmente à chaque instant t avec l'intensité /de la modifi-
cation du corps relative à une époque antérieure (/ — Iq), A chaque

di{ t) (ip(t) dn{t) , , / \ 1 1 • /»

iibUnl — 1 — = --r- ^— ^ en appelant p{i) la modification que

produirait la radiation en Fabsence de la réaction.

On peut comparer -^ à une vitesse de dissociation el—r- k une vi-
tesse de recombinaison retardée. Par hypothèse, posons

dn , .,
(i) -^ =f^f{t-to).

Cherchons la loi du régime variable dans le retour à l* équi-
libre qui se produit quand on supprime Faction de la radiation, p de-
meure constant. Alors -tz = — "^ ^^ (0 devient

/ di , . , ^

(î) -j^^-biit-to).

On démontre que, si ^0 = o, / = Ce'^'.Mais le retard /q modifie pro-
fondément ce résultat : Vévolution du corps est à chaque instant
déterminée par la suite de ses états antérieurs.

L équation (2) permet de calculer i par intégrations de proche en
proche par intervalles successifs égaux à /q. On peut aussi se servir
delà forme de l'intégrale générale. On trouve

i{t)=^Ce^i,

r étant racine réelle ou imaginaire de
(3; r -h ^c-'"'»= o.

En remarquant que (3) a une seule racine réelle /'o on trouve

la valeur de r© est négative. Les valeurs positives de a sont à rejeter

^10^

ytZ,

(-!);

^f |V/n :i»Am^ ^(K i t ti^ t^nEl qm^ zer^ir^ %^r^ xcn> eC non pas prenA^ ^^

!>:♦ efHk^taate^ Ci- C- C *^ «ir^jç-rmin-^nt hoq par de simples con^^j;.
li<j»n% *wi VimlUr^, fiMfi* p»r !<^^ r»='-ci irti-T^a* nî{*ti*e^ ^ loul an iaterv^]/^

On %oil que rîiijpre**îoa / da côrps. qaî définit par eieffip/e
V'tm^ft^AMon fthoUfÇçrèfihtlqri^. e*t U ?<jp<Tp*>sîtion d'une série d'ini-
pre%^îon* qui *e dî**îp^nl wi%ec des TÏie>ses différentes : Tune sui-
vant un^ loi purement exponentielle, les autres, introduites par Je
retard /«. ^uî^ant des oscillations sinusoïdales amorties dont les fré-

quence^ ^ucressi%es î^ s^^nt de plus en plus voisines de

(>a M-rie i; peut être rejrardée comme une extension de la série de
F'oorier aux régimes variables, les exponentielles ^-^ e*'. qui tendent
vers zéro quand le temps t augmente indéfiniment^ v remplacent les
coefficients constants de la série de Fourier.

(>a loi du régime \ariable de l'impression i du corps exposé à un
rayonnement constant ou loi du gain de l'impression se discute

d'apr/fs la condition -rz = -^j — fr'(/ — '•)•

Si Ton admet que la vitesse -~ de reflet positif est une constante tf ?
on ramène la forme de / à la forme déjà obtenue retranchée de -7 • On 3

i7n= j — Co€'^.' — y'Cc«'sin(p/-+-C ),

où To et a ont des valeurs négatives; pour t indéfiniment croissant

ii^i) a ainsi la limite -, qui est atteinte en général par oscillations. Cette

limita.* est la même que si le retard t^ n'existait pas, cas où Ton aurait

simplement /(/) = t — C<?~*'.

Le retard /o, en introduisant les termes oscillatoires amortis et l'in-
fluence des états antérieurs, donne une variété remarquable aux
formes de courbes d'aller et de retour, bien qu'il y ait seulement
deux constantes indépendantes b et t^ pour les courbes de retour et
trois constantes indépendantes a, 6, t^ pour les courbes d'aller.

Pour interpréter les variations progressives de conductibilité d'un corps
pendant ou après l'action d'une radiation, on pourra utiliser, je pense, la

théorio qui précède, en la reprenant avec --r- = hi^ au lieu de 6c, par analogie

avec la loi de recombinaison des ions dans les gaz.

DE LA CONDUCTIVITÉ OU DE l'iONISATION. 689

n. - lonsATiov par les ratohs segoudaibes dérivés des rators z.

A. Extrait des Comptes rendus de l'Académie des Sciences

(t. CXXV, a6 juillet 1897, P- 23i).

Les différents métaux exercent sur les rayons X une absorption

élective. En même temps la couche superficielle du métal émet de
nouveaux rayons absorbés beaucoup plus que les rayons X par le
mica, Faluminium, le papier, ... Pair lui-même.

On est conduit naturellement à penser que les nouveaux rayons,
absorbés par Tatmosphère adjacente au métal, la rendent conductrice
de l'électricité au même titre que les rayons X incidents eux-mêmes

B. Extrait des Comptes rendus de l'Académie des Sciences

(t. CXXV, 6 décembre 1897, p. 944)'

Comme je l'avais annoncé, les rayons secondaires émis sous

l'influence des rayons X par un métal M, tel que le zinc, le cuivre, etc.,
déchargent les corps électrisés. On peut faire pénétrer les rayons
secondaires, par une fenêtre recouverte d'une très mince feuille d'alu-
minium battu, à l'intérieur d'un électroscope bien protégé contre
l'action directe du système producteur de rayons X. L'expérience se
fait rigoureusement en comparant le métal M étudié à l'aluminium
qui est sensiblement inactif à ce point de vue comme au point de vue
photographique.

La méthode électrique présente sur la méthode photographique les
mêmes avantages de sensibilité et de précision que pour l'étude des
rajons X eux-mêmes. Elle permet de constater à première vue, par
le mouvement de la feuille d'or d'un électroscope, le rayonnement
secondaire d'un métal à quelques centimètres de distance dans l'air.
Cette propriété des rayons secondaires suffit à expliquer le rôle du
métal dans la décharge des conducteurs directement frappés par les
rayons X.

S. p. 4»

ôgo

G. 8AGNAC.

C. Extrait des Comptes rendus de l'Académie des Sciences
(t. CXXVI, 3 janvier 1898, p. 39).

La figure i montre comment on peut constater directement
l'action des rayons secondaires S sur la feuille d'or y d'un électroscope
dont l'entrée aa est protégée électrostatiquement par une très mince

Fig. I.

feuille d'aluminium battu (*). EE est un écran de plomb protégeant
l'électroscope contre les rayons X.

L'illumination de l'écran au platinocyanure et l'action photogra-
phique se manifestent en même temps que l'action sur l'électroscope,
et réciproquement. L'action électrique est assez énergique pour faire
disparaître en quelques secondes une grande divergence de la feuille
d'or /. Cependant le champ électrique de /, entièrement renfermé
dans la cage de l'électroscope, ne comprend pas le conducteur M. On
ne peut donc pas expliquer cette action à distance du conducteur M
par une ionisation spéciale à la surface de M. C'est une action due
aux rayons secondaires de M qui se comportent à la manière d^s
rayons X.

J'ai vérifié le fait suivant que j'avais prévu déjà (^) : les rayons
secondaires peuvent décharger une surface métallique sans rencontrer

(*) Voir G. Saonac, Comptes rendus, t. CXXV, 6 dccenibre 1897, P- 9Î4-
(') G. Sagnac, Comptes rendus, t. CXXV, 36 juillet 1897, p. aSa.

DB LA CONDUCnVlTE OU DE L IONISATION.

691

ni celle surface, ni les surfaces avec lesquelles la première échange
des lignes de force; ils agissent surtout en ionisant Tair ( ' ).

H. L'action des rayons secondaires d'un métal M sur une plaque
pholographique/?/> (yî^. 2 ) recevant les rayons X par sa face verre
esl comparable à l'action propre du métal dans le phénomène de la

Fig. 2.

M S| i

wmm

■ip

décharge d'un conducteur par les rayons X. Elle renforce l'action
des rayons X incidents quand le métal M est près de toucher la couche
^nsible; mais une simple feuille de papier noir, interposée entre/?/?
ei MM, affaiblit ce renforcement dans le cas du cuivre, davantage
dans le cas du zinc et surtout de l'élain ou du plomb.

L'action des rayons secondaires s'affaiblit beaucoup dès (|ue le métal
csl éloigné en M'M' de quelques millimètres et très inégalement d'un
naélal à un autre.

On conçoit maintenant que l'action du métal puisse paraître appro-
ximativement superficielle, surtout si l'on emploie pour exciter le
triélal un pinceau de rayons X d'une largeur médiocre. C'est cette
î»pparence qui a trompé les premiers observateurs et les a empêchés,
«n particulier, de découvrir l'existence de rayons secondaires élec-

iriquement actifs

Chaque élément de volume d\? de l'atmosphère soumise au champ

Fi.?. 3.

éleclrique d'un conducteur C {fig» 3) frappé par les rayons X est

f» Celte propriété des rayons secondaires est précisément celle que M. J. Perrin
* découverte pour les rayons X.

692

6. 8AGNAC.

ionisé à la fois par Faction des rayons X incidents {effet primaire)
et par les rayons secondaires S que le métal émet sous l'influence des
rayons X {effet secondaire). C'est l'effet secondaire qui correspond
au rôle du conducteur métallique dans le phénomène de la décharge
par les rayons X.

D. Extrait des Comptes rendus de V Académie des Sciences du 4 juillet 1898.

I. \!effet secondaire dû aux rayons secondaires issus du métal,
nécessaire pour expliquer l'action propre du métal, y suffit complè-
tement.

Un condensateur plan est formé de deux feuilles d'aluminium
{Jïg' 4)« L'une AA est électrisée et reliée à la feuille d'or d'un

Fig. 4.

électroscope, l'autre aa très mince (^ de millimètre d'épaisseur)
est reliée au sol. Un faisceau de rayons X qui traverse normalement
les deux armatures AA, puis aa, produit dans la lame d'air du con-
densateur un effet primaire y qui, en général, augmente peu par l'ac-
tion propre des armatures d'aluminium et peut ainsi se mesurer par
la vitesse de décharge de l'armature AA. Recevons les rayons X, trans-
mis à travers aa^ sur une lame ZZ de cuivre ou de zinc, par exemple,
reliée au sol comme aa, La vitesse de décharge de A A augmente
aussitôt; c'est Y effet secondaire dii aux rayons S de la lame ZZ; il
augmente, comme l'action photographique des rayons S, quand on
remplace le métal de ZZ par un autre qui absorbe davantage les
rayons X. Quand la lame ZZ est graduellement rapprochée de aa.
l'effet secondaire augmente progressivement et devient, par exemple,
égal à l'effet primaire quand ZZ est au contact de la feuille aa. Enle-
vons alors cette feuille aa^ de manière que la surface du métal ZZ,
maintençint nue, porte elle-même les charges électriques développées

DE LV CONDUCTIVITÉ OU DE L'IONISATION. 69$

par rinfluence de AA; l'effet secondaire n'augmente que d'environ
,', de sa valeur, si ZZ est une lame de cuivre ou de zinc. La diminu-
tion de l'effet secondaire, quand on recouvre la lame métallique ZZ
avec la feuille d*aluminium cut^ est d'ailleurs plus ou moins grande
suivant que les rayons S émis par le métal ZZ sont plus ou moins
absorbables, et elle s'explique bien par l'absorption partielle des
rayons S qui traversent la feuille aa. Rien n'autorise donc à penser
qu'il y ait une partie notable de l'action du métal purement localisée
à la surface du métal. V action du métal a son siège dans le gaz au
même titre que V action directe des rayons X.

11. On doit s'attendre à ce que l'effet des rayons secondaires sur
lair augmente avec l'épaisseur d'air du condensateur. M. J. Perrin
l'a vérifié lui-même {Comptes rendus du 17 janvier, t. CXXVI).
Toutefois il reste à expliquer pourquoi cette augmentation est géné-
ralement lente (de ^ seulement pour le zinc dans les expériences de
M. J. Perrin, quand l'épaisseur du condensateur croît de i"*" à 10""*).
Dans l'expérience de la figure 4? si l'on éloigne la lame de zinc ZZ,
à partir du contact avec aa, jusqu'à i"™ de aa^ on oblige les rayons S
à traverser une couche d'air adjacente au zinc et épaisse de i™™; or
1 effet secondaire ne diminue alors que d'une fraction de sa valeur.
L'absorption par l'air ne suffit pas à expliquer la lenteur d'accroisse-
ment de l'effet secondaire avec l'épaisseur du condensateur.
11 faut encore tenir compte des circonstances suivantes :
I® Les rayons S se disséminent en tous sens à partir de la sur-
face ZZ qui les émet, et la quantité de rayons S émis latéralement et
mal utilisés est d'autant plus importante que l'armature AA est plus
éloignée de au par rapport à la largeur de la région rayonnante
deZZ.

2* Une partie de l'action propre du métal ZZ est due à ce que les
rajons S tombant sur AA s'y transforment en rayons tertiaires T, et
I action électrique tertiaire que les rayons T exercent à leur tour est
d'autant plus faible que la source ZZ des rayons S est plus éloignée
de AA.

3* Enfin, sous influence des rayons X, le champ électrique cesse

d'être uniforme dans toute l'épaisseur du condensateur et se localise

principalement au voisinage des armatures; cela résulte d'expériences

de M. Child (* ). Or l'action de décharge des rayons S augmente avec

h valeur du champ électrique.

(') Child, Wiedemann's Annalen du i5 avril 1898, t. LXV, p. iVi.

' ''."lu. . — • r.v nu *

'• ' • - ■ ^. - - " -..-..■ 1-- i'-;ri"-" - : - î'-' 1 aniia-

■ - • :.-:■' -.1 '.-.:.- I .ï^ r.i\'.»u> \ «??t

; ' •• - :•.- . - : .- : *^- :- l •riiï-tlure pusi-

''■''' '' ■' ' ? ■ . ■ .- '..-."• ' iz^'^ [•■•'iitnt'S.

' ' » ' - - . ' '-r r . " : : ■-' '\r ii'in»' »"iirorr iin«^ par-

'•' • ■' ' • '.- '-l ', : . -. .-• riviin* \ |n''nrtn*iil ni>r-

tt9i\tn,*u- -..,'.. .; ' ... ; . ^ \z^\'■x^ unr- iiniialure <*t fVii[»peiil

'•* »**»u»\t ,rft,,,t,ti i',rn,.. .,,. i\':iiir'nt rlr métaux (jui al)Surl)ent

■ ' I / iM 11/

|< I • ■ l'i

DE LA CONDUCTIVITE OU DE L IONISATION.

6î)5

leur effet se produit |surtout dans les premières couches d'air en
contact avec le métal; de ces couches d'air adjacentes au métal, sup-
posé former par exemple l'armature positive, partent des charges po-
sitives qui diminuent dans la lame d'air du condensateur l'excédent
des charges négatives et diminuent, par suite, aussi les chutes de po-
tentiel dues aux rayons X.

E. - Extrait du Journal de Physique, février 1899, et de V Optique des rayons X

( Parisi Gauthier-Villars, 1900).

Lorsque Vair atmosphérique est la seule matière qui remplisse
Tespace M (yîg^. 5), la feuille d'or /, bien isolée (') par un sup-

Fig. 5.

/ lame focus source des rayons X ;

EjE,, EjEj écrans de plomb qui limitent le faisceau de rayons \ issus de /;
EilTp E2E2 écrans de plomb qui limitent le faisceau des rayons secondaires utili-
sables ;
M espace commun aux deux faisceaux.

port de diélectrine Hurmuzescu DD, présente déjà une légère vitesse
de décharge dès qu'on excite le tube à rayons X. L'effet disparaît si
Ton dispose sur l'une des fenêtres 0|, 02, o\ ou 0!^, une lame métal-
lique de plomb suffisamment épais. 11 est dû à Yaction électrique
des rayons secondaires émis par l'air de l'espace M sous l'influence

( * ) L'isolement est assez bon pour qu'il soit généralement inutile de tenir compte
de la déperdition spontanée de Télectricité.

696 G. SAGNAC.

des rayons X qui le traversent. L'effet est d^ailleurs extrêmement
faible par rapport à celui que donnerait directement le faisceau de
rayons X, surtout quand le tube focus est un peu dur et n'émet
que des rayons X assez pénétrants. Avec des tubes focus mous, on
observe très nettement l'émission secondaire de l'air dans divers azi-
muts, en particulier à angle droit de la direction des rayons X inci-
dents; la décharge de l'électroscope peut être observée ainsi, même
quand le volume M d'air atmosphérique rayonnant est réduit à i**"%
par exemple.

Les activités électriques des rayons secondaires émis par divers
corps placés successivement en LL se comparent par les inverses des
temps t nécessaires pour la même décharge (*) entre les mêmes posi-
tions de la feuille /. Le potentiel de la feuille f est généralement de
quelques centaines de volts et ne doit être que fort peu réduit pendant
la légère décharge observée.

Soit / la durée d'une certaine action de décharge des rayons secon-
daires émis par la plaque LL quand une certaine lame A d'aluminium,
d'ébonite, de mica ou de paraffine est placée en AA sur le trajet des
rayons X incidents. On transporte cette lame de AA en A' A' contre
l'ouverture c'rf', sur le trajet des rayons secondaires de LL, et l'on
mesure la durée /' nécessaire pour la même décharge. Le dispositif
est tel que les rayons X et les rayons secondaires S ont été successi-
vement transmis par la même lame A sous une même épaisseur, très
peu différente de l'épaisseur normale. Les deux durées t et t^ devraient

être égales si les rayons S étaient des rayons X diffusés sans change-
ment de pouvoir de pénétration, sans transformation. Or l'expérience
montre que t' n'est jamais inférieur à ^ et qu'il lui est généralement
supérieur, c'est-à-dire que les rayons S proviennent d'une trans-

Jormation qui a diminué le pouvoir de pénétration des rayons X

t'
générateurs. Le coefficient c = - — i distingue le degré de trans-
formation des rayons S que la plaque LL envoie dans l'électroscope C ;
on peut convenir de l'appeler : coejficient de transformation. Voici

(*) C'est, en principe, la méthode que Righi employait pour mesurer les activité-^
électriques des rayons ultra-violets {Atti d. /?. Accad, di Bologna, iSHS à 1891)
et que Benoist et D. Hurmuzescu, après avoir les premiers, en France, découvert les
phénomènes de décharge par les rayons X, ont employée pour étudier comment les
actions électriques de ces rayons varient avec la distance, avec la nature du métal
qu'ils frappent et la pression du gaz adjacent au conducteur {Comptes rendus,
t. CXXII, 1896, p. a35, 379, 779, 926).

DE LA COXDL'CTIVITÊ OU DE L* IONISATION. 697

un exemple relatif aux rayons secondaires qu'un miroir de nickel de
î'"' de surface exposé aux rayons X envoyait dans un électroscope à
travers une mince feuille d'aluminium battu et la couche d'air de 7^'"
dépaisseur qui le séparait de cette paroi. L«i lame A était une lame
d'aluminium de o™™, 11 d'épaisseur. Pour la position AA de cette
lame, une certaine décharge se faisait sous l'influence des rayons
secondaires du nickel dans le temps / = 10*, 5 ; pour la position A' A',
la même décharge par les rayons secondaires exigeait la durée
/'= .{2 secondes; puis, la lame A étant replacée en AA, on avait de
nouveau / = 10*, 3; cette dernière mesure était nécessaire pour s'as-
>urer que l'intensité ou la nature des rayons X émis par le tube focus
n'avaient pas varié sensiblement. Le coefficient de transformation des
rayons S reçus par l'électroscope dans cette expérience était c = 2 , i .
D'une manière générale, la valeur de c ne dépend pas de l'intensité
absolue des rayons X, mais seulement de leur nature.

En même temps que les durées / et ^, on peut déterminer la durée /»
nécessaire pour produire la même décharge avec les rayons S, mais
la lame A n'étant plus placée en A A sur le trajet des rayons X, ni
en A' A' sur le trajet des rayons S. L'action des rayons S, me-
surée par — en l'absence de la lame A, est mesurée par -, quand les

rayons S traversent la lame A placée en A' A'. On peut donc appeler
coefficient de transmission des rayons S à travers a lame A l'expres-
sion y,= 4 ' qui est le rapport de l'action -, des rayons S transmis par A

à Faction — des mêmes rayons non transmis. De la même manière, on

voit que, si l'émission secondaire était une diffusion élective des

rajons X sans transformation, le rapport T = -^ serait le coefficient

<ie transmission de l'ensemble des rayons X ainsi diffusés. Le fait
que c est supérieur à o signifie que y, est inférieur à F et caractérise
la diminution du coefficient de transmission des rayons par suite de
la transformation seule, quelle que soit la complexité des faisceaux de
rayons X et de rayons secondaires étudiés.

Les déterminations de c et de y montrent que le coefficient de
transformation c va en augmentant et le coefficient de transmission y,
va en diminuant à mesure que l'on opère sur des rayons secondaires
transmis par des épaisseurs de plus en plus faibles d'air ou des divers
milieux qui séparent le corps rayonnant LL et la paroi interne de l'é-
lectroscope. Par exemple, le miroir de nickel déjà employé envoyait

69^ (i. SAGNAC.

encore ses rayons secondaires à travers ^'^'" d'air, et, de plus, à tra-
vers une feuille d'aluminium de o™'",ii ajoutée en d d! . On avait
alors c = 7,7et v,:= 0,047 ^^ employant comme lame absorbante,
placée successivement en AA puis en A' A', une lame d'aluminium
d'épaisseur o"™,3. Si l'on recommençait les mêmes déterminations
après avoir enlevé la lame d'aluminium de o'""',ii qui se trouvait
auparavant sur le trajet des rayons secondaires, le coefficient de
transformation déterminé à l'aide de la même lame d'aluminium de
o*"'",3, s'élevait à 3o, et le coefficient de transmission des rayons se-
condaires à travers cette lame s'abaissait à o,oa8. Si l'on diminuait
Tcpaisseur d'air traversée par les rayons secondaires, c continuait à
augmenter et y à diminuer, c'ést-à-dlre que les premières épaisseurs
d'air, d'aluminium, etc., traversées par les rayons secondaires, arrêtent
les rayons secondaires les plus transformés et les moins pénétrants.
Les rayons X employés dans les expériences qui viennent d'être citées,
étant reçus directement dansl'électroscope, présentaient un coefficient
de transmission y^ de 0,89 à travers la lame d'aluminium d'épaisseur
o""",3 déjà employée; pour avoir une idée de leur hétérogénéité, il
convient de dire que ce coefficient de transmission à travers la même
lame s'élevait à 0,62 lorsque le faisceau était déjà transmis par o"*,i7
d'aluminium. L'hétérogénéité d'un faisceau secondaire n'est pas in-
dépendante de celle du faisceau de rayons X excitateurs

Parmi les rayons X d'un faisceau issu d'un tube focus, ceux qui
excitent le plus l'émission secondaire sont les rayons relativement
pénétrants que laisse passer, par exemple, une lame d'aluminium; le
coefficient F, rapport suivant lequel est réduite l'action électrique des
rayons secondaires quand on fait traverser aux rayons X une lame A
assez épaisse, dépasse le coefficient de réduction de l'action élec-
trique directe des rayons X dans les mêmes conditions, c'est-à-dire
le coefficient de transmission y^; des rayons X à travers la même lame.
Ainsi, dans l'exemple relatif au nickel, où l'on avait yy= 0,028, on
avait r = 0,9 et yx= 0,39. Le fait que Test supérieur à y^ se présente
à la fois pour des corps qui transforment beaucoup, comme le nickel,
et pour d'autres qui ne transforment pas notablement les rayons X,
comme l'air atmosphérique.

A l'observation précédente se rattache le fait suivant : dans la
décharge d'un condensateur dont une armature frappée par les
rayons X est formée d'un métal lourd, la part relative de l'eftet des
rayons secondaires dans la décharge du condensateur augmente si
les rayons X incidents sont transmis par une lame d'aluminium, par

DE LA CONDUCTIVITB OU DK L*IONISATION. 699

exemple. De même, dans les expériences radiographiques de la
figure 2, le renforcemenl de Taction, produit par les rayons secon-
daires de la lame MM sur la plaque pp impressionnée en même
temps parles rayons X, est d'autant plus visible que le verre de la
plaque /?/> traversé par les rayons X avant la couche sensible est lui-
même plus épais.

Les coefficients de transformation c obtenus pour diflcrents corps
dans les mêmes conditions, en particulier avec un même faisceau de
rayons X et une même lame absorbante A, permettent de comparer
les degrés de transformations des rayons secondaires que ces diffiTents
corps envoient dans l'électroscope. Les rayons secondaires reçus par
Félectroscope sont dépouillés, par l'air et les divers milieux traversés
avant d'atteindre la face interne de l'électroscope, de leur partie la
plus absorbable et la plus transformée, et cette absorption élective est
surtout importante pour les rayons de métaux tels que le plomb, le
platine. Aussi, quand les métaux comparés rayonnent à une distance
suffisante dans l'air, les rayons du plomb et du platine reçus par
lelectroscope sont-ils beaucoup moins transformés et plus pénétrants
que ceux du zinc, du cuivre, par exemple. Mais, quand on diminue
graduellement l'épaisseur d'air traversée par les rayons, le platine
envoie dans l'électroscope des rayons de moins en moins pénétrants
dont le coefficient de transformation dépasse bientôt considérable-
ment ceux du zinc, du cuivre. Si un métal dépasse ainsi un autre
métal. Tordre de ces deux métaux ne change plus quand l'épaisseur
d'air traversée diminue encore, ni quand on remplace la feuille
d'aluminium battu a! b' {fig' 5) par une toile métallique. On trouve
ainsi, pour un certain nombre de métaux, un ordre limite des coeffi-
cients de transformation décroissants, pour des épaisseurs d'air de
plus en plus petites traversées par les rayons secondaires. Pour les
métaux étudiés, cet ordre limite coïncide avec l'ordre limite des acti-
vités électriques décroissantes. C'est à la fois l'ordre limite des pou-
voirs de pénétration croissants et des coefficients de transformation dé-
croissants; ainsi, quand on emploie la méthode du condensateur et qu'on
dispose sur l'armature frappée par les rayons une feuille mince d'alu-
minium, on réduit beaucoup la vitesse de décharge du condensateur
si cette armature est en platine ou en plomb, moins si elle est en fer
ou nickel, et moins encore si elle est en zinc, en cuivre. En résumé,
les métaux qui transforment le plus profondément les rayons X
émettent les rayons les plus absorbables et les plus actifs.

Les éléments qui transforment notablement les rayons X commu-

700 6 SAGNAC.

niquent cette propriété aux mélanges ou composés qui en renferment
sans que l'état physique ni Fétat de combinaison paraissent influer
notablement. Ainsi l'oxyde de cuivre CuO et l'oxyde de nickel NiO,
à l'état pulvérulent, transforment les ra^^ons X, moins toutefois que
les métaux cuivre et nickel, ce qui peut s'expliquer par l'absorption
que les rayons émis par le cuivre et le zinc éprouvent de la part de
l'oxygène combiné au métal et relativement très peu actif. D'ail-
leurs le nickel, plus actif que le cuivre, communique à son oxyde un
pouvoir de transformation et une activité plus grande que ceux de
l'oxyde de cuivre. Il en résulte que l'activité d'un mélange ou d'un
composé n'est pas en relation générale avec sa densité. Par exemple,
l'azotate d'urane, grâce à l'uranium (') qu'il renferme, est bien plus
actif que l'aluminium, et cependant sa densité 2,8 diffère peu de la
densité 2,7 de l'aluminium. Les corps très légers sont, il est vrai,
souvent très peu actifs et n'émettent que des rayons secondaires sen-
siblement aussi pénétrants que les rayons X générateurs. Mais cette
remarque n'est vraie que pour des corps, comme la paraffine, qui
renferment seulement dans leur composition des éléments très peu
actifs, encore faut-il prendre garde à des traces d'impuretés très
actives enfermées dans un corps par lui-même très peu actif tant qu'il
est pur. La propriété (ïaclivité secondaire se présente donc surtout
comme une qualité atomique qui, pour les sept éléments ci-après,
décroît dans l'ordre indiqué :

Pt.

Poids atomique 194

Densité ai, 5

On voit que l'étain est plus actif que le fer et le cuivre, bien
qu'étant plus léger; de même, le fer et le zinc passent avant le cuivre.
D'autre part, le nickel et le fer sont nettement plus actifs que le
zinc et le cuivre, qui ont des poids atomiques plus élevés. Mais le
nickel et le fer, qui ont des propriétés chimiques voisines et sont
considérés comme éléments analogues^ ont des activités secondaires
sensiblement égales.

L'ordre limite d'activité secondaire permettra de faire une com-
paraison de l'ensemble des éléments chimiques d'après un nouveau
caractère spécifique. Cette comparaison semble dès à présent dépendre,

(') L'uranium n'agit pas sensiblement ici par ses rayons de Becquerel parce que
ses rayons secondaires sont rendus facilement beaucoup plus actifs que ses rayons de
Becquerel.

Sn.

Ni.

Fe.

Zn.

Cu.

58,7

56,0

63,3

7,3

8,9

7,9

7,1

8,6

DB LA CONDUCTIVITE OU DE L IONISATION. 7OI

omme la classification chimique naturelle de J.-B. Dumas et de
leiideleef, des analogies chimiques aussi bien que de la grandeur
la poids atomique.

f L'activité électrique secondaire permet, d'autre part, de rechercher
petite proportion d'un élément assez actif disséminé dans un
» relativement peu actif par lui-même.

Des mesures successives permettent de déceler nettement

ii pour 100 de cuivre ajouté à un aluminium, et il est évident qu'on

lit beaucoup plus loin en employant une méthode d'opposition ou

le métal recherché était plus actif que le cuivre. En ce qui con-

le l'aluminium, la grande importance des petites quantités de

ifuivre, fer, etc., qu'il peut renfermer rend impossible d'attribuer des

[fdears précises aux diverses propriétés des rayons secondaires qu'il

[àDel, tant que l'on ne possédera pas un échantillon très pur de ce

i»élal. L'invariabilité de l'activité secondaire dans des conditions dé-

toainéessera l'un des caractères à exiger d'un corps pur.

Delà aussi une méthode pour rechercher de petites quantités d'un
dément soit déjà bien connu, soit non encore isolé ou tout à fait
louveau, à la condition seulement que l'élément recherché soit nota-
blement plus actif que le corps dans lequel il est disséminé.

m. - ÉLEGTRISATIOir NÉGATIVE DES RATOMS SECONDAIRES PRODUITS

AU MOTEN DES RATONS Z.

{Comptes rendus de l'Académie des Sciences du 9 avril 1900.)

Cette Note, publiée en collaboration avec M. P. Curie, se trouve
•^produite déjà dans les Extraits des travaux de M. P. Curie.

IV. — IONISATION PAR DES PROJECTIONS D'IONS.

(Pli cacheté déposé à l'Académie des Sciences le 18 juillet 1898. Ouvert en séance
par M. le Président : Comptes rendus de l'Académie des Sciences, i. CXXX,
^900, p. 320.)

'• J'ai d'abord observé que les rayons X ou les rayons secondaires
Qïssipent avec la même vitesse l'électrisation positive ou Télectrisa-

lion négative d'un inùtiil; le inélal peut recevoir les rayons à travers

Z qui est soigneu-

eioppe

(lélalliq

des orifices percés dai

sèment reliée au sol et ({ui ne laisse pas sortir de lignes de force iss
du métal électrisé, il faut alors qu'aucun champ électrique ne règne
à l'extérieur de la cage C sur le trajet des rayons. Mais une notable
illégalité entre les vitesses de dissipation des deui électricités appa-
raît si ta cage métallique C est électrisée, ou si un corps électrisé est
placé à Textérieur de la cage C :

Un faisceau de rayons X {Jig. (>) passe, dans l'air, près d'uue
fine toile métallique, ou d'un écran percé d'orifices, qui ferme élec-
triquement en pp le champ intérieur F, d'un électroscope. Il y a
toujours une légère action de décharge ot de la feuille d'or /^ en l'ab-
sence de tout champ extérieur. Quand il existe un champ extérieur P,.
on vérifie dans tous les cas la loi suivante :

Si le champ extérieur !•% et le champ intérieur F, sont de même
sens, à l'action de décharge primitive a, mesurée par l'inverse du
temps de décharge quand F^ est nul, s'ajoute une action accéléra-
trice A souvent très supérieure à a.

Si F«etFf sont de sens contraires, la présence du champ F, en-
une RCtîoii supplémentaire a retardatrice (qui s'est toujours
mre ft a et généralement voisine de - \-

■ exemples :
lée négativement (en com
I de Leyde) et fermée pi
l'or/ négative, chute de J, de 90'

Ltion permanente

fine toile métal-

100"°' de

DR LA CONDUCTIVITK OU DE l'iONISATION. 703

Véchelle placée derrière, en i8 secondes; feuille / positive, chute
de/, de go'"™ à 92"", 5 seulement, en ^5 secondes.

2. Même dispositif; mais la toile /y? est remplacée par une plaque

de plomb percée de plusieurs orifices circulaires de i*^"* de diamètre.

Cage au sol et pas de champ extérieur, f positive ou négative tombe

de 90"" à 98"*™, 5 en 25 secondes. Cage électrisée n(îgativemenl ;

/négative tombe de 90°*"* à loo*"'" en i3 secondes; f positive tombr

de go""", 5 à gS"*™ seulement en ^5 secondes.

3. Même dispositif qu*en 2; mais on maintient la cage C au sol et
l'on électrise une lame L d'aluminium placée devant la cage dans le
faisceau de rayons X. Si L est au sol, comme C, f positive ou néga-
tive tombe de 90"" à 95"'" en 66 secondes. Si L est négative, / tombe
de la même quantité en 1 8 secondes seulement si son électrisation
est positive et en 176 secondes si son électrisation est négative.

L'action retardatrice a qui s'observe si bien quand l'électroscopc
est fermé par la plaque percée d'ouvertures (expériences 2 et 3), no
sobserve plus sensiblement quand il est fermé par la fine toile métal-
lique; l'action accélératrice A subsiste alors seule (expérience 1);
elle subsiste sans s'affaiblir beaucoup quand on place la plaque percée
d'orifices à 3"*"* devant ou derrière la toile métallique; elle disparaît
à son tour si au lieu de la plaque on place devant la toile une seconde
toile métallique ; elle disparaît aussi, et les deux électricités fuient
avecla même vitesse, si l'entrée de l'électroscope est fermée par une
feuille métallique, même mince, telle qu'une feuille d'aluminium
battu de —^ de millimètre d'épaisseur, pourvu que cette feuille soit
dépourvue de déchirures et de trous.

II. Les phénomènes précédents se présentent dès qu'il existe à

I extérieur de la cage C un champ électrique F<. encore bien inférieur

au champ F,- qui règne dans la cage C. En aucun cas, même quand F^

est très énergique, la feuille d'or électrisée / ne se déplace quand on

excite le champ extérieur F^. Il ne me paraît pas possible d'expliquer

les phénomènes signalés en admettant qu'une petite partie des lignes

de force du champ F/ viennent, lorsqu'on excite F^, se raccorder

flirectement avec des lignes de force du champ F^. Je pense que les

charges électriques libérées parles rayons dans l'air soumis au champ

électrique extérieur F^ suivent à peu près les lignes de force de ce

champ avec une certaine vitesse. Mais quand la ligne de force du

champ F^ se recourbe rapidement {fig, 7) pour aboutir à un

bord c d'une ouverture de la paroi y?/; de l'électroscope, on comprend

que, si la charge électrique acquiert une énergie cinétique suffisante.

704

G. SAGNAC.

elle puisse quitter la ligne de force du champ F<. et bondir suivant
un certain chemin aô jusqu'à une ligne de force du champ F/. Si F/
est de même sens que F^, les charges ainsi projetées dans le champ
i.i teneur y forment un flux électrique qui accroît le flux de décharge

Fig. 7.

normal parce qu'il est de mente sens; d'où une augmentation de la
rapidité *de décharge de la feuille d'or. Dans le cas contraire, les flux^
sont opposés et il y a retard; mais dans ce cas le flux supplémentaire
dû à la projection électrique du champ F^. est rapidement ramen
vers/? par le champ F,, avant même d'avoir pu prendre une directio
voisine de celle du flux normal; on comprend alors que Tactio
retardatrice a n'apparaisse nettement que si les ouvertures de l.a
cage C sont assez larges pour que les charges issues de l'extérieL^i
pénètrent assez avant dans l'intérieur de la cage C.

in. Ainsi les phénomènes que j'ai signalés s'expliquent par l
flux de charges électriques qui, animées de certaines vitesses, refuse
de recourber rapidement leur trajectoire suivant les lignes de foi^cre
qui aboutissent aux bords des ouvertures de la cage de l'électroscopc;
ces charges électriques pénètrent ainsi comme un bombardeme^ ^i
dans l'intérieur de la cage.

On peut se proposer de dévier ce bombardement par Yaclion €le
U aimant et, en opérant dans des gaz raréfiés, lui faire alleincire
des vitesses de plus en phis grandes, surtout si le champ extérieur
est produit par de très grandes difl'érences de potentiel. Sans doute
le bombardement traversera-t-il alors une mince feuille d'aluminiuin
et deviendra-t-il progressivement comparable aux rayons cal ho "
diques. Déjà l'on peut remarquer que, d'après des expériences duc?^
à M. CÀ\\[à{voir ma Note des Comptes rendus du 4 juillet i<S(j8]^ ?
les rayons X qui passent entre les deux armatures d'un condensateu ^
chargé localisent la chute de potentiel au voisinage des armatures er ^

SUR LA CONOUCTIVITÉ OU l' IONISATION. 705

un peu plus auprès de Tarmature négative qu^auprès de Tarmature
positive. Je pense que la pression des gaz diminuant, la chute de
potentiel se localiserait de plus en plus auprès de Tarmature néga-
tive, ^ce à une augmentation de plus en plus grande de la vitesse
du flux d'électricité négative par rapport au flux d'électricité posi-
tive; le flux négatif formerait alors les rayons cathodiques que nous
connaissons. On aurait ainsi toute une gamme de flux anodiques
tt cathodiques^ depuis le bombardement relativement très lent que
j'ai étudié dans Tair atmosphérique jusqu'aux rayons cathodiques
produits dans le vide de Crookes ( * ).

(') Depuis que j'ai déposé cette Note à rAcadémie des Sciences (i% juillet 1898),
00 a démontré que les ions libérés par les rayons \ dans Tair à la pression normale
s'y propagent avec des vitesses de Tordre d'un centimètre par seconde sous l'action
d'oD champ électrique d'un volt par centimètre; les rayons cathodiques, au contraire,
se propagent avec des vitesses qui atteignent 100000^ par seconde (J.-J. Thomson).

Il convient aussi de rapprocher de mes expériences les observations de M. Villard
sarla décharge indirecte [i^T les flammes ( Com/7/ej rendus du i5 janvier 1900).

Eofio des phénomènes de projections d'ions peu difTérents de ceux que j'ai observés
ont été étudiés plus récemment (A. Riohi, R. Accad. d. Se, d.Istituto di Bologna,
3* série, t. X, igoS, p. 371).

>••■

S. P. 4^

DÉCHARGE DE L'ÉLECTRICITÉ DANS LES GAZ,

Pab a. schuster.

Traduit de Tanglais par Edouard SALLES.

Proceedingx of the Royal Society of London, t. XLVII, 1890, p. 626 à 36i

Si nous acceptons l'hypothèse que les substances élémentaires sont com —
posées d'atomeSf nous ne pouvons éviter de conclure que réleclricilé, positive
aussi bien que négative, est divisée en parties élémentaires définies qui »o
comportent comme des atomes d'électricité (Hblmhoi.tz, Faraday Lecture^.

I. — Introduction.

Les phénomènes de la décharge électrique dans les gaz excitent à
l'heure actuelle un intérêt général. Il ne peut d'ailleurs en être au-
trement; car, quoique nos connaissances des manifestations élec-
triques se développent de tous côtés, nous ne pouvons tenir pour
correctes nos explications, alors que l'apparence mystérieuse de la
décharge dans le gaz demeure inexpliquée. Il semble possible qu'aussi
longtemps que nous aurons encore à rendre compte d'une série
de faits embarrassants, nous ne soyons complètement sur une mau-
vaise voie, et qu'il y ait en réserve quelque surprise qui nous force
à modifier nos idées. Durant ces dix dernières années, j'ai entrepris
d'étudier la décharge dans les gaz, dans le but de trouver une expli-
cation qui concorde avec les conclusions qu'on tire des autres parties
de la Physique.

Au cours de l'année 1884, j'ai présenté à la Société Royale l'esquisse
d'une théorie qui me semblait former un point de départ plein
d'espoir pour les recherches futures. J'ai toute raison d'être satisfait
de Taccueil que d'autres chercheurs, travaillant le même sujet, lui
ont fait, et je pense que, malgré les difficultés que je ne veux pas
chercher à atténuer, elle est' généralement considérée comme ayant
une chance favorable de succès final. J'ai pu étendre depuis mes

DECHARGE DE L ELECTRICITE DANS LES GAZ. 707

vues, et je suis assez hardi pour penser que nous pouvons maintenant
nous faire une idée complète des points les plus importants de la
décharge dans les gaz.

En 1882, c'est-à-dire deux ans avant que mon Mémoire ait été pré-
senté à la Société Royale, M. Giese avait été conduit, par une étude
de la conductibilité électrique des gaz de la flamme, à une hypothèse
identique à celle qui forme la base de ce Mémoire. Je regrette infini-
menl d'avoir seulement connu récemment le travail de M. Giese, car
j'aurais été heureux d'attirer l'attention sur lui.

Nous supposons l'un et l'autre, que chaque molécule gazeuse con-
tient des atomes portant des charges égales et de signes contraires,
que ces charges sont identiques à celles portées par les ions dans les
électrolyles, et que, de plus, un courant électrique ne peut être
maintenu dans un gaz que par un déplacement à son intérieur des
atomes chargés. Je n'ai jamais réclamé beaucoup d'originalité pour
cette hypothèse, car la même idée doit être venue à d'autres, et il
serait probablement fort difficile d'en tracer l'histoire primitive.
Lhjpothèse des particules chargées forme, toutefois, une faible part
delà théorie que j'ai esquissée dans mon Mémoire précédent; elle
n'est pas suffisante par elle-même pour rendre compte des faits ob-
servés. Afin de distinguer la théorie d'autres, je l'appellerai la théorie
fie la convecii'on électro^ytique, car elle ressemble sur beaucoup de
points au mode de conduction des liquides qui a été décrit sous ce
nom par Helmhoitz. La théorie de la convection électrolytique donne
des explications plausibles d'un certain nombre de phénomènes diffé-
rents, comme l'a montré Giese pour la décharge dans les gaz issus
de la flamme, moi-même pour la décharge produite par de fortes
forces électromotrices, et Elster et Geitel, pour un certain nombre
d'autres phénomènes. Suivant cette théorie, un gaz isole aussi long-
temps qu'il n'y a pas d'ions présents, mais 11 agit comme un conduc-
teur aussitôt que, pour une cause ou une autre, les molécules sont
séparées en ions. Nous rencontrons des difficultés énormes quand
nous arrivons à discuter le transport de l'électricité entre un gaz et
un conducteur solide, car nous sommes ici, jusqu'à un certain point,
retenus par notre connaissance de l'électrolyse dans les liquides.
Nous savons qu'une différence de potentiel de 2 volts entre les élec-
trodes est suffisante pour décomposer l'eau et, par suite, permettre
l'échange d'électricité entre le métal et l'ion d'hydrogène ou d'oxy-
gène. Aucune théorie de la décharge dans les gaz ne peut être admis-
sible si elle ne peut être amenée en harmonie avec ces faits.

708 A. SCHUSTKR.

L'auteur remarque qu'il existe quatre moyens de rendre un gaz conduc-
teur; on peut employer en effet pour cela des électrodes portées au rouge ou
illuminées par des rayons ultra-violets; un sait, de plus, que les gaz issus de
la flamme ne se comportent pas comme des diélectriques et que les gaz tra-
versés par des décharges sont conducteurs. Il examine successivement les
trois premiers cas, citant les expériences de condensation de Helmholtz,
Lenard et Wolf. Passant à la décharge, après avoir résumé les faits établis
jusque-là concernant la chute de potentiel cathodique, il expose ses propres
expériences sur la densité électrique en volume au voisinage de la cathode, et
indique la présence de charges positives au voisinage de celle-ci.

Action d*an aimant sur la décharge négatiye. Confirmation de la théorie.

Dans mon Mémoire précédent, j'ai décrit une méthode à Taide de
laquelle j'espérais pouvoir mesurer les charges portées par les ions,
et ainsi mettre à l'épreuve la théorie. Il est extrêmement désirable
que ceci soit fait, car, s'il était possible de montrer que les charges
moléculaires sont les mêmes que celles portées par les atomes dans
les électrolytes, tout doute relatif à l'exactitude de la théorie que je
propose s'évanouirait. Je nie suis trouvé aux prises avec des diffi-
cultés considérables, dans ma tentative d'effectuer les mesures d'une
façon satisfaisante, et j'ai seulement pu jusqu'ici arriver à des limites
quelque peu étendues entre lesquelles les charges moléculaires doivent
se placer.

Selon la théorie, des particules électrisées négativement sont pro-
jetées de la cathode; Teffet que Ton observe par Taction d'un aimant
sur les rayons cathodiques est exactement ce qu'il doit être dans ces
circonstances. La trajectoire des particules peut se tracer à l'aide de
la luminosité produite par les chocs moléculaires. Si la trajectoire est
rectiligne au début, elle s'infléchit sous l'action d'un aimant; la cour-
bure des rayons dépend de deux quantités inconnues, la vitesse des
particules et la quantité d'électricité qu'elles portent.

Si les particules portant une charge se déplacent avec une vitesse ç
à angle droit des lignes de force, le rayon de courbure /• esl déter-
miné par l'équation

mv* -, e V

( I ) = Mve ou — = zrr— ,

r m Mr

m étant la masse de la particule et M le champ magnétique. Si les
particules, d'abord au repos, parlent de la cathode où le potentiel est
pris comme zéro et arrivent, sans perte d'énergie, en un point où le

»• ,

DBCHARGE DE L ELECTRICITE DANS LES GAZ. 709

potentiel est V, nous avons une autre équation
(2) aVe = mv^.

Éliminons r, il vient

(3)

e 2V

La quantité — ainsi obtenue peut être directement comparée aux

équivalents électrochimiques connus. L'Iijpothèse que, dans tout le
trajet des particules, le travail produit apparaît en entier sous forme de
force vive, ne peut jamais se réaliser entièrement et les expériences
seules peuvent décider à quel point nous pouvons nous approcher de
cette condition. Dans l'espace obscur qui entoure la cathode, la dissi-
pation d'énergie est probablement faible, et nous avons toute raison de
croire que les vitesses y sont très grandes. Je n'ai pas besoin d'entrer ici
dans le détail des difficultés expérimentales que j'ai rencontrées, et
que j'espère bientôt surmonter plus complètement que je n'ai pu le
faire jusqu'ici. Dans les expériences effectuées jusqu'ici, l'équa-
tion (2) ne peut pas être supposée applicable et l'équation (3) peut

servira trouver une limite supérieure de — • On peut calculer de la

&çon suivante la limite inférieure : aussi longtemps que l'effet d'un
aimant sur les particules projetées de la cathode montre une direction
prépondérante, nous pouvons affirmer que les vitesses des particules
doivent être plus grandes que leur vitesse moyenne à Tétat normal. Il
est clair, en effet, que, si la distribution des vitesses était symétrique
dans toutes les directions, l'aimant aurait des effets égaux et opposés
sur les charges qui se déplacent dans toutes les directions opposées,
et si, par suite des chocs mutuels, la vitesse est réduite à sa valeur
normale, elle aura perdu aussi toute inégalité de direction. Nous pou-

vons obtenir une limite inférieure de — si, dans l'équation (i), nous

e
ni
calculons

Il e V

m M r

en prenant pour r le plus petit rayon de courbure qui peut être tracé
avec certitude dans la lueur, et pour i' la vitesse moyenne de la parti-
cule, suivant la théorie cinétique des gaz. Dans une expérience
récente, M était environ 200; r diminuait pour des distances de plus
en plus grandes de la cathode, la plus grande valeur qu'il était pos-
sible de mesurer était d'environ i*^'", V était au même endroit d'en-

710 A. SCHt'STEB.

viron 225 volts. En prenant ces nombres, nous trouvons pour limite

supérieure

— < Il X 10».

Dans la lueur, le rayon de courbure est réduit rapidement à envi-
ron o^'^fO, montrant que la luminosité est due à une transformation
du mouvement de translation en mouvement thermique, le gaz dans
les circonstances expérimentales actuelles était de Tazote très souillé
par des hydrocarbures, la valeur de la vitesse moyenne à Fétat d'équi-
libre dépendra de l'hypothèse que nous ferons sur la nature de la
particule qui porte la charge.

Il sera suffisant de considérer les cas indiqués dans la table sui-
vante :

Vitesse moyenoe
Nature de la particule. quadratique.

Atome d'hydrogène 26 x lo^

Molécule d'hydrogène 18 x 10*

Atome d'azote 7x10*

Molécule d'azote 5 x 10*

Comme nous ne tenons compte ici que de Tordre de grandeur, il n'est
pas nécessaire de tenir compte de la température et nous pouvons
prendre, comme valeur de v, 10'; nous obtenons ainsi :

— >io^
m

La valeur actuelle de — est de 10* pour l'hydrogèneet de 0,7 x 10'

pour l'azote, si nous imaginons que chaque atome d'azote porte la même
charge que l'atome d'hydrogène dans l'eau, mais comme l'azote peut
s'unir, se combiner avec trois atomes d'hydrogène, nous pouvons sup-
poser que trois charges au moins sont portées, ce qui rend — égal

ne soit en harmonie avec la théorie. La limite inférieure pour — est

m
à 2 X 10^.

il apparaît maintenant que, dans les faits actuels, il n'y a rien qui

e
m

très proche des valeurs actuellement observées, et il n'est pas éton-
nant que la limite supérieure soit si élevée, car, dans l'équation (3),
le rayon de courbure entre par son carré. Je pense que je peux consi-
dérer les expériences jusqu'ici mentionnées comme confirmant la
théorie. En supposant la théorie correcte, elles montrent que dans la

DECHARGE DK L ELECTRICITE DANS LES GAZ. 7II

lueur les particules sont rapidement réduites à une vitesse du même
ordre de grandeur que la vitesse moyenne d'un milieu non électrisé.
Si les particules ne portent pas de charges fixes, elles deviennent
élecirisées au contact des électrodes; ceci est l'opinion admise géné-
ralement, et il est intéressant d'en tracer les conséquences.

La charge e d'une sphère touchant un plan chargé de densité a est
dooDée par

e = - r*a*a = -loa^a approximativement.

Substituant pour t la valeur que j'ai obtenue dans mes expériences,
environ 2,5 unités électrostatiques, e serait numériquement égal à
5ort-; si pour a''' nous prenons environ 5 x io~'", qui est la valeur
moléculaire obtenue par des expériences dans les gaz, nous serions
au-dessus de la valeur; cette substitution dans la formule ci-dessus
donnerait pour e la valeur de io~" en unités électrostatiques au lieu
de io~*2^ c'est-à-dire que la charge serait environ looooofois moindre
que d'après notre théorie. Appliquant ces valeurs à l'équation (4), je
dcule que, selon l'hypothèse d'électrisation par contact, la vitesse
moyenne des molécules serait seulement de 2'^'" par seconde : le rai-
sonnement que je viens de faire constitue une élimination par l'absurde.

L'auteur examine ensuite plusieurs questions ayant trait à la décharge posi-
tive, il cherche ensuite à comparer l'énergie acquise par un ion entre deux
chocs à l'énergie cinétique moyenne de 1"'"' et essaie de résoudre certains pro-
blèmes intéressant la décharge.

Il donne ensuite une explication de la chute de potentiel à la cathode de
lespace obscur et montre que sa théorie peut expliquer le phénomène des
virales, tout en se demandant si les strates peuvent se voir dans des gaz par-
faitement purs.

Nous pouvons maintenant résumer brièvement les résultats aux-
quels nous sommes arrivé. Un gaz à l'état normal ne contient pas
(lions libres: mais si, pour des causes physiques ou chimiques, les
molécules sont dissociées dans un champ électrique, il se forme des
ions et le gaz devient conducteur. En supposant que la différence de
potentiel entre les deux électrodes soit graduellement accrue, il arri-
vera un moment où une étincelle passera, c'est-à-dire que les molé-
cules seront dissociées par les forces électriques, les ions positifs dif-
fusant vers la cathode tendent à constituer une couche polarisante
d'épaisseur finie, augmentant d'étendue à mesure que la pression di-
minue. Si la décharge devient constante, les décompositions ont con-
tinuellement lieu à la cathode, les ions négatifs en étant projetés avec

719 A. SCHUSTBR.

une vitesse considérable. Ces ions se déplaceront à travers l'espace
appelé espace obscur sans perdre beaucoup d'énergie par collisions;
mais, quand les chocs deviennent plus fréquents, par suite d'une dimi-
nution suffisante de la force électrique, l'énergie de translation se
transforme en vibrations lumineuses, lesquelles constituent la lueur
observée. Les ions positifs qui entourent la cathode doivent avoir une
vitesse plus grande au voisinage de la cathode où leur énergie devient
visible dans la première couche lumineuse. La question se pose de
savoir si les décompositions ont lieu seulement à l'électrode ou à tra-
vers une distance finie de celle-ci; nous ne pouvons de même décider
si le courant à l'intérieur de l'espace obscur est principalement cons-
titué par les molécules négatives projetées. I^es ions négatifs s'accu-
muleront dans l'espace obscur et rencontreront les ions positifs pro-
venant de la partie positive de la décharge. Nous devrons nous attendre
à ce que les ions libres soient plus nombreux dans le voisinage de
l'extérieur de la lueur, qu'en tout autre point où la décharge a lieu;
nous trouverons là une chute de potentiel faible et pas de luminosité,
c'est l'espace sombre séparant la partie positive de la décharge de la
lueur négative. En cet endroit un certain nombre d'ions se réunissent
probablement pour former des molécules; on devrait finalement
trouver dans ce cas que les ions positifs et négatifs diffusent avec la
même vitesse et nous serions amenés à conclure qu'il y a autant de
molécules dissociées à la cathode qu'il s'en recombine dans cet espace
obscur. Si, comme il me semble le plus probable, on trouve que les
ions négatifs difï'usent plus rapidement, la recombinaison aura lieu
en partie à l'anode. Si dans le tube les conditions sont telles que le
gaz se divise en couches, de façon que les dissociations dépassent les
recombinaisons et vice versa^ des stratifications se formeront.

Telle est l'esquisse générale de la théorie qui devra être modifiée
dans le détail, mais qui, je crois, contient une part considérable de
vérité.

Quelques disciples de Maxwell, qui considèrent un courant comme
une circulation d'un liquide incompressible dans un circuit fermé,
nient la possibilité d'une éleclrisation en volume.

Mais il n'y a rien, autant que je puis le voir, dans les conclusions
que j'ai tirées des décharges dans les gaz, qui ne soit d'accord avec
les idées fondamentales de la théorie de Maxwell, quoiqu'elles ne
puissent être en contradiction avec les embellissements accessoires
dont cette théorie est occasionnellement ornée. Je ne vois, pour ma
part, rien d'improbable à ce qu'il puisse y avoir une électrisation en

DECHARGE DE L^ÉLECTRICITÉ DAN9 LES GAZ. 7l3

volume sans que l'on entre en contradiction avec l'équation de con-
tinuité d'un liquide incompressible, aussi longtemps que nous ad-
mettons la possibilité de courants de déplacement et de déplacements
dans les conducteurs. Les équations ordinaires des courants dans un
solide non homogène (ou dans un solide quelconque où l'on tient
ci»mpte des inégalités de températures), donnent une électrisation en
Aolume qui peut seulement être détruite par l'introduction d'une
quantité analogue à la pression hydrostatique et dont le seul objet est
précisément de détruire toute électrisation, sauf à la surface des corps ;
nous ne connaissons aucun phénomène physique pouvant justifier
I introduction d'une telle quantité, dont à mon avis la nécessité ne se
fait pas sentir. On peut montrer l'existence d'une électrisation en
volume quand un courant passe d'un liquide à un autre flottant à sa
surface, dans la région où les liquides commencent à se mélanger; on
observe des effets chimiques qui peuvent s'expliquer par l'électri-
salion qui accompagne tout changement dans la conductibilité élec-
tnque.

Les équations de Maxwell supposent l'homogénéité des conduc-
teurs, hypothèse justifiée quand nous ne tenons compte que d'ef-
fets moyens. Nous déduisons, de la même façon, les équations qui
représentent la transmission de la lumière, en supposant que chaque
corps transparent est remplacé par un milieu homogène ayant cer-
taines propriétés. Mais, quoique cette hypothèse soit valable dans la
discussion de certains phénomènes, il y en a d'autres pour lesquels
il devient nécessaire d'aller plus loin, et de considérer la constitution
structurale du corps de tenir compte séparément des effets du milieu
séparant les atomes et des effets des atomes eux-mêmes. Dans toutes
les branches de la physique, l'avancement de nos connaissances nous
force graduellement à abandonner l'hypothèse d'homogénéité et, en
agissant ainsi, il n'y a plus aucune difficulté dans la voie de l'élec-
trisation en volume; nous pouvons réellement considérer ces électri-
satious en volume comme des électrisations superficielles entre les
atomes et le milieu.

En parlant d'électricité positive et négative comme de substances
possédant une existence séparée, je me sais avancé d'une autre façon
contre ce qu'on appelle les vues modernes sur l'électricité. J'ai tou-
tefois essayé de me mettre sous la protection d'une autorité reconnue
^n plaçant en tête de cette conférence une citation d'Helmholtz disant
que nous avons de fortes raisons pour croire que Télectricité a, de
même que la matière, une constitution atomique. Nous devons à

7l4 A. SCHUSTKR. — DErHARGK DK L ELECTRICITE DANS LES GAZ.

Favenir nous efïbrcer de mettre celte manière de voir en harmonie
avec la théorie électromagnétique de la lumière qui doit être acceptée
comme un fait accompli. Il n'y a entre ces deux manières de voir au-
cun antagonisme. Si jamais nous parvenons à expliquer rattraction
chimique et celle provenant de la gravitation par les déformations
d'un milieu, nous trouverons encore utile de parler d'atomes et de
molécules, et, de la même façon, croire à un effort et à une défor-
mation électrique n'est pas en contradiction avec Tidée qu'il y a dans
l'atome quelque chose qui crée cet effort et qui peut être pris comme
la quantité d'électricité élémentaire. En prenant même l'idée extrême
que la déformation électrique est due à des vortex filamenteux dans
Télher, il n'est nécessaire, pour réconcilier les opinions en apparence
antagonistes, que d'admettre simplement que ces filaments ont la
même intensité et que quelques-uns se terminent à la surface des
atomes; mais à présent il n'y a aucune nécessité à ce que nous arri-
vions à des idées particulières. Dans quelques phénomènes élec-
triques, nous trouverons qu'il vaut mieux parler d'effort et de défor-
mation électrique (le déplacement serait un terme induisant en erreur
et il vaut mieux s*en dispenser étant donné l'usage excessif qu'on en
a fait); nous continuerons à employer la vieille nomenclature et à
parler d'électricité positive et négative comme de quantités réelles
dans d'autres cas de plus en plus nombreux. L'électrochimie est un
sujet d'importance primordiale dans l'état actuel de la Science.

La manière d'être différente des particules électrisées positivement
et négativement conduit, comme j'ai essayé de le montrer, à une mo-
dification non symétrique des forces moléculaires par l'électrisation.
11 n'est pas suffisant d'additionner géométriquement les efiets de
l'action moléculaire et électrique, mais il faut tenir compte de l'inter-
férence entre les forces chimiques et électriques. La nature exacte de
cette interférence doit être résolue en partie par une action chimique,
mais les décharges électriques dans les gaz promettent encore une
riche moisson au chercheur.

——

SUR LE RAPPORT DE LA CHARGE ÉLECTRIQUE

A LA MASSE DES RAYONS CATHODIQUES,

Par s. SIMON (').
Traduit par H. BUISSON.

Annalen der Physik und C hernie, t. LXIX, 1899, p. 689 à 611.

Introduction.

Dana les recherches sur les rayons cathodiques, les différents obser-
vateurs ont obtenu des résultats notablement discordants pour la va-

leur du rapport -> c'est-à-dire la charge électrique par gramme-
masse. Cette discordance peut provenir soit des inexactitudes des
méthodes de recherches, soit de ce que chaque observateur est parti
d une hypothèse théorique différente. Quoi qu'il en soit, il semble
nécessaire de faire, selon une des méthodes employées jusqu'ici, une

dëtennination plus exacte de la valeur de - • Tel est le but du présent

travail, basé sur les hypothèses faites par F. K^aufmann (^) dans ses
tTdvaux sur les rayons cathodiques.

I. — Théorie.
Kaufmann obtient la formule

6 2Z^\o

fl --• - «"

J« ( 1" 'dx Ç H^dx

(') Le travail de M. S. Simon ayant été fait en quelque sorte sous la direction de
M. W. Kaufmann, nous n'avons pas cru nécessaire de traduire le premier Mémoire
de M. W. Kiiufmann qui aurait fait à peu près double emploi avec celui-ci.

(') W. Kaufmann, Wied. Ann., t. LXI, 1897, p. 544-552; t. LXII, 1897, P- 596-598.

7l6 s. SIMON.

Dans cette équation, Vo est la différence de potentiel entre les élec-
trodes, J le courant dans la bobine magnétisante. Ho l'intensité da
champ pour l'unité d'intensité de courant. On fait la convention que
la force déviante agit dans la direction de l'axe OZ, lorsque les lignes
de force coïncident avec la direction de l'axe O Y et le rayon non dévié
avec celle de l'axe OX \fig' i ). La trajectoire du rayon dévié est
donc située dans le plan XZ. Dans l'équation, z représente la dévia-
tion observée.

Fig. I.

Cette équation (i) n'est à peu près exacte que pour les très petites
déviations. Aussi, pour les plus grandes, Kaufmann indique une for-
mule corrigée, dans laquelle toutefois le terme de correction est cal-
culé sous la condition d'un champ homogène et par suite d'une tra-
jectoire circulaire du rayon. La correction obtenue de cette façon est
trop petite, comme on le voit facilement d'après les considérations

suivantes. On doit donc faire un calcul plus exact de la relation entre -j

et la déviation, en tenant compte de la forme réelle du champ.

L'accélération produite sur le rayon cathodique par la force magné-
tique est partoutà angle droit sur la direction du mouvement du rayon

et est égale à — > où p est la vitesse du rayon et p le rayon de courbure

de la trajectoire au point considéré. Elle est aussi égale à

on obtient donc l'équation

(a) iH=-.

f^ P

Remplaçant le rayon de courbure par sa valeur, l'équation devient

g H dx^

(3) - - = ;•

h(sn

lAFPOIT DE LA CHAKGE ELECTRIQUE A LA MASSE DES RAYONS CATHODIQUES. 717

Comme les dimensions de Tappareil décrit plus loin étaient choisies

de façon que, dans tous les cas, (-7-) fût petit vis-à-vis de i, 11 suffit

de ne considérer que le premier terme du développement en série du
second membre de Téquation.
On peut alors écrire

* H^ ^ L 'i\dx/]

On obtient une valeur approchée du terme de correction situé dans
la parenthèse - (-7-) parce que Ton peut tout d'abord poser

(4) -3—- = — H,

ou
Par suite

dx iivJq

dx^ fxv['"*'2 \^^v\j^ ^J J

(7)

è-^r"--^^r"(rH'^-

l/inlégrale double contenue dans le deuxième terme du second
membre se transforme en intégrale simple, car on a, comme il est fa-
cile de le vérifier,

En faisant cette transformation dans (-) on obtient par intégration
répétée, pour la déviation de Textrémité de la trajectoire,

t par suite

10)

f 'dx f Wdx-^- -4^ f dxi f Wdx

On peut faire disparaître l'expression — du terme de correction du

• -i-oirt*

• •

i Zm.

'»

tir 1 a-cr

r _

•'. -«Jr

i I d, Hrfr)
^ ^'/Osf i» ^r/ifisôtttneîftKL <f*e be ^«itood terme du dénominateur (

/ dr f Bdrl If djT f H ^x ) I

U re^te enecyre i întrodaîre dans cette équation les valeurs direc

ment ob$er«ée>- «oit «* = I a - \\ et H = J H».
En le faisant on obtient

i .îX"'^(/'"'^)

3 \S

(I2> — ^ « I —

(l3j - = ^—^ .jy — zl— '—\.

J i — zl — ■

?■

'ir'^r'^'^ïj (jf""^/'"''')'

Si Ton pose

l f 'dx( f ndx \ j

il vient

''(/"''^/^ "''')'

iLiPPOftT DE LA CHARGE ÉLECTRIQUE A LA MASSE DES RAYONS CATHODIQUES. 719

Un point important pour la disposition de rexpérience de déviation
doilèlre discuté ici.
Dans la figure 2, K représente la cathode, A l'anode, B l'extrémité

Fig. 2.

4—

de la trajectoire. L'axe OX est la direction des rayons non déviés.
Dans les expériences de déviation, le dispositif est choisi de façon
qu'entre A et B le potentiel soit constant et par suite aussi la vitesse
des particules. Entre K et A le potentiel est variable.

On observe la déviation par l'ombre d'un fil placé en A ; les équa-
tions développées plus haut ne sont valables que si, lors de l'excita-
tion du champ magnétique, la direction du rayon n'est pas modifiée
en A. C'est-à-dire si, pour j: = o, on a

El
dx

= 0.

Cette condition serait remplie si entre A et K l'intensité du champ
restait égale à zéro. Bien que cela ne soit pas réalisable pratiquement,
on [)eut cependant obtenir ce résultat d'après les considérations sui-
\ lanles :
On a

(i6)

/ir»

^ =i fu.dt.

Comme ^' dl = dx, il vient

18»

\di)o

«9>

(±) =

dx\
di)^

= — f Hdx.

(^) Les formules approchées suffisent pour les cousidérations qui suivent, car on
st dans le cas d*un champ très faible et de déviations irés petites.

720

On voit que

dans le cas où

8. SIMON.

\dx/o

/ H dx = o.

Si, dans le dispositif d'expérience, on place Tanode A en un point de

Taxe OX pour lequel / H dx s'annule, en ce même point la direc-

tion du rajon resie alors celle de Taxe OX, et Ton peut considérer

le phénomène comme si la force magnétique était nulle entre A et R.

Dans la figure 3, on a représenté la forme du champ suivant un

diamètre des bobines : O est un point de leur axe. Il est clair qu'à

Fig. 3.

chaque position A de l'anode correspond une position conjuguée de
la cathode K, et qu'il y a une infinité de tels couples de points pour

lesquels / H dx s'annule. Pour ces positions la fraction de surface F

limitée par la courbe du champ et l'axe OX et située au-dessus decel
axe, doit être égale à la partie F' qui est au-dessous.

II. — Appareil.

Sur un plateau de base a étaient fixés deux rails de glissement b.
entre lesquels pouvait se déplacer le chariot c (pour les dimensions,
voir les figures 4 et 5). Celui-ci était pressé par de forts ressorts de
laiton contre l'un des rails de façon à rendre possible un glissement
régulier le long de sa surface.

Au milieu du chariot ainsi décrit, sur sa partie mobile c, était placé,
perpendiculairement à lui, un second chariot tout semblable, dont la

HAFPOIT DB LA CHARGE ÊLECTRIQUU A LA MASSE DBS RAYONS CATHODIQUES. 72 1

partie glissante c' était cependant formée de deux parties, chacune

portant Tune des deux bobines qui servaient à la production du champ

magnétique.

Fig. 4.

t.,

Sur le chariot c étail encore fixé un support de bois g^ pour le tube
à décharge. Il est à peine utile de mentionner qu'aucune pièce de fer
n'intervenait dans l'appareil.

Aux quatre coins de a se trouvaient quatre solides colonnes de
tois; celles-ci portaient une planche e percée d'une ouverture en son

'3Si

f4f.S

Fig. 5.

1^ n -r.
I .1 I. j-L

Y C

900

138.5

milieu. Par cette ouverture, le magnétomètre / décrit plus loin était
introduit dans l'intervalle des deux bobines. Tout l'appareil était
solidement vissé sur la table de travail. Chacune des deux bobines
avait les dimensions suivantes :

Le cjlindre de tôle de zinc qui portait l'enroulement avait une

S. P. 46

y^i

8. SIMON.

épaisseur de parois de o"", 25; son diamètre intérieur était de i38*""',3.
L'enroulement était fait de fil de cuivre isolé de i"" de diamètre;
l'isolement compris le diamètre était de 2™", 5. La bobine avait alors
de milieu à milieu de fil un diamètre de i4i'"'°}3; sa longueur était
de 398™", également de milieu à milieu de fil.

La mesure des dimensions des bobines fut effectuée avec le plus
grand soin possible par la règle et le compas, ou, quand cela était
impossible, au moyen d'un dioptre.

La position relative du tube à vide par rapport au champ était
aussi déterminée au moyen du dioptre.

La construction de l'appareil ainsi décrit permettait le déplace-
ment des bobines, perpendiculairement à leur axe, lors de la me-
sure du champ, tandis que le magnétomètre restait immobile à sa
position. De plus, il était possible de replacer exactement les bobines
à leur position par rapport au magnétomètre ou au tube à vide
si celle-ci venait à être modifiée pour quelque raison que ce fût, et
cela à l'aide de repères convenablement disposés.

Magnétomètre, — Pour la mesure du champ magnétique des
bobines, on employa l'instrument suivant :

Un lourd barreau de laiton c de 11 7™"" de long et de 4""? 5 de dia-

Fig. 6.

mètre était suspendu à un fil fin de platine a, soudé à une tige de
cuivre b {yoivfig. 6); à l'extrémité inférieure de c était ménagée une

lAPPORT DE LA CHARGE ÉLECTRIQUE A LA MASSE DES RAYONS CATHODIQUES. 723

petite cavité dans la direction d'un diamètre et Taimant d y était
fflaintenu. La longueur du petit aimant était de 5"*"*, sa hauteur
de i""", et son épaisseur de o""", i . Le magnélomètre était placé dans
an tube de verre e, dont la forme est visible sur la figure. Pour assu-
rer Tamortissement, le tube était complètement rempli d'eau; son
eilréroité inférieure était fermée par le bouchon de liège /. En haut,
le tube de verre traversait à frottement une planchette A, reposant
sure au moyen de trois vis (Jig. 5).

Avec ces trois vis le système se réglait facilement. L'orientation de
Faimant s'obtenait par la tige g solidement fixée à 6. Le tube de verre
était introduit dans l'intervalle des deux bobines par l'ouverture pra-
tiquée dans la pièce transversale e {\oir Ji g. 4 et 5). On observait la
déviation de l'aimant par la méthode du miroir. Pour cela un miroir i
était filé à l'extrémité supérieure du cylindre de laiton c. A hauteur
égale de ce dernier se trouvait dans le tube de verre une fenêtre Ar,
fermée par une lame de verre plane.

III. — Mesure du champ.

L'aiguille du magnétomètre étant placée dans la bonne direction,

€t la proportionnalité entre la déviation et l'intensité du champ étant

constatée par des mesures de contrôle, la mesure du champ fut faite

delà manière suivante (la disposition est représentée schématique-

fflenl dans la figure 7 ) :

Fig. 7.

-^um

é^?

Le courant était fourni par une batterie d'accumulateurs A, et
régularisé par la résistance R; sa direction pouvait être inversée par

7î^4

s. SIMON.

le commutateur S. L'intensité était mesurée par un ampèremètre de
précision P, de Siemens et Halske, permettant des lectures jusqu'à la
troisième décimale. Pendant la mesure le chariot supérieur, qui porte
les bobines I et II, était déplacé le long d'une division en millimètres,
fixée sur le chariot inférieur, dans la direction de l'axe OX. Les
arrêts se faisaient de 5™" en 5"™. Pour chaque mesure, le sens du
courant était changé. La distance de l'échelle au miroir était de 2600"'".
Dans le Tableau suivant, a représente la distance en millimètr<'«
à l'axe des bobines, n la déviation en parties de l'échelle (proportion-
nelle à l'intensité du champ), i l'intensité du courant en ampères.
Dans la dernière colonne sont exprimés les rapports des intensités du
champ à l'intensité maxima, qui se trouve sur l'axe.

100

•

-H.

•

™H.

— 5o 1

43,5

0,08

90,84

160,5

1,146

7,09

-45 I

47,0

0,08

93,04

181 ,0

1,90

4,8

-40 I

5o,o

0,08

94,94

100

178,5

2 , 62

3,43

—35 1

l52,0

0,08

96,20

io5

124,0

2,61

^,39

— 3o 1

[54,o

0,08

97.47

88,0

2,61

1,695

— 23 1

55,0

0,08

98,10

ii5

60,0

2,61

1,16

— •20 1

56, 0

0,08

98,73

120

38, 0

2,6o5

0,74

— 15 1

i56,5

0,08

99,04

125

21,5

2,60

0,47

— 10 1

157,0

0,08

99,34

i3o

9>5

2,66

0,18

- 5 1

57,5

0,08

99,69

i35

— 2,0

2,65

— o,o38

-»- 0

188,0

0,0945

100

i4o

— 11,0

2,665

—0,275

5 1

187,5

0,0945

99,75

145

- 18,0

2,66

-0 . 34

10 1

87,0

0,0945

99,49

i5o

— 23,5

2,66

-0,445

i5 1

186,5

0,0945

99, '^5

i55

— 28,0

2,65

— o,53i

20 1

i85,5

0,094

99,19

160

— 32, 0

2,65

—0,607

i85,o

0,094

98,89

i65

— 35,0

2,64

—0,667

[84,0

0,094

98,44

170

- 37,5

2,64 1

—0,715

35 1

182,5

0,094

97,64

175

— 40,0

2,63

— o,76J

[80,0

0,094

96,28

180

-- 41,5

2,63

—0,793

176,5

0,0945

93,97

i85

— 4*2,5

2,62

—0,81

171,5

0,0945

91,25

190

- 43,5

2,62

— o,835

164,0

0,094

87,7

195

— 45,0

2,625

o,863

i5i ,0

0,0945

80,3

200

- 45,5

2,61

-0,875

65 ]

i56,5

0,117

67,3

210

— 47,5

2,6i5

-0,915

173,5

0, 181

48,3

220

- 47 »o

2,6o5

—0,908

161 ,5

0,281

28,9

23o

— 47,5

2,60

—0,918

i56,5

o,464

17,0

235

— 47,0

2,60

—0,91

'77,5

0,84

10, 63

Le résultat de cette mesure est représenté graphiquement dans U

UPtMT DS LA CBARGIt ÉLBCTBIQIIB A LA HA8SB DBS HATONS CATHODIOUBS. 7^5

figure 8. Les distances à l'axe sonl prises comme abscisses, les iatea-
silés du champ comme ordonnées (courbe I). Un regard sur la
courbe moolre que le champ ne peut être regardé comme homogène
avec quelque approximation que dans la partie la plus proche de

l'aie. A une distance de l'axe de 6''"', l'intensité a déjà diminué de
50 pour loo, à 7''"' de plus de 5o pour loo; elle décroît plus loin,
jusqu'à ce que la courbe coupe l'axe OX à une distance d'environ
(3"°.5 de l'axe de la bobine. En ce point, où les lignes de force se
referment hors de la bobine, l'intensité du champ est égale à zéro ; elle
change de sens, et s'élève ensuite à une valeur d'environ i pour loo
de l'intensité maxima. Les observations s'étendent jusqu'à une dis-
tance de 5"=" d'un côté et de 23'^'", 5 de l'autre. La portée des mesures
ne pouvait pas être étendue plus loin car les dimensions de l'appureil
imposaient une limite.

Il peut sembler étonnant que la forme du champ des deux c6tés de

7^6 8. 8IM0N.

ia position médiane ne soil pas complètement symétrique. Oatre que
ces variations sont très petites, elles sont aussi sans importance pour
le but proposé, car il suffit de connaître la forme réelle du champ.
La cause de cette asymétrie peut être recherchée dans ce fait que les
deux bobines n^ont pas exactement le même axe. A l'aide de cette
courbe du champ ainsi obtenue, les doubles intégrales figurant dans
les équations (i3-i5) furent calculées, par la méthode graphique.

(L'intégrale simple jWdx est représentée dans la figure 8 par la

courbe IL 1

Connaissant les dimensions de la bobine, on peut calculer l'inten-
site absolue du champ au point milieu de l'axe d'après la formule

H = 0,41^/1*

n signifie le nombre de tours par centimètre; £, l'intensité en am-
pères; /, la demi-longueur des bobines, et a leur rayon. Si l'on cal-
oule d'abord H4 en supposant un enroulement qui se continue d'une
bobine à l'autre, et ensuite H2 pour une bobine dont la longueur est
égale à la largeur de l'intervalle (18™'", c'est-à-dire la distance des
deux spires les plus intérieures), H« — Ha est alors l'intensité au mi-
lieu de l'axe, à l'intérieur de la fente (H m).
Le calcul donnait le résultat suivant :

Hi =5,11 C.G.S.,
H, =o.658 C.G.S.,
H max = ^j^bi CG.S. pour le courant i =s i ampère.

Étant donné que les irrégularités de l'enroulement, qui ne peuvent
être évitées malgré tout le soin pris lors de l'arrangement, exercent
une notable influence sur la grandeur de l'intensité du champ, on fît
encore une mesure absolue, par comparaison des bobines avec une
simple spire circulaire.

II en résulta :

Hmax = 4|398.

Celte valeur diffère de celle qui a été calculée d'après les dimen*
sions des bobines de 1,2 pour 100 et doit être prise comme base pour
tous les calculs suivants.

IkffOn DK LA CHABGB ELECTRIQUE A LA MASSE DES RAYONS CATHODIQUES. 727

IT. — DéTiation des rayons cathodiques.

a. — Tube et arrangement.

Le tube employé dans les recherches sur la déviabilité magnétique
avdit la forme et les dimensions suivantes :

A un cjlindre de verre a de 9*^'" de long et 3*^'° de diamètre se re-
liait un autre tube plus étroit, 6, de 20*^"* de long et i*^"*,2 de diamètre.
De plus, à b était fixée une pièce r, à laquelle était encore soudé un
tube de verre rf, courbé à angle droit (voir Jig, 9). Aux extrémités de

zi±

FiR- 9-

Shi

S-

?00

. .. . . .f

6, c et rf, se trouvaient des rodages. Le tube b servait à l'introduction
de la cathode, consistant en un disque circulaire de cuivre e, de 9

m m

7^8 s. SIMON.

de diamètre et 2"*"", 5 d'épaisseur. Elle était fixée à un fil de cuivre
qui servait à la conduction et était mastiquée dans le tube y*.

L'anode consistait en un cylindre de laiton g de 7*^"*, 5 de long et de
a*^", 8 de large. A l'une de ses extrémités était appliqué un tube de laiton.
h plus étroit, de 5*^"*, 5 de long, qui pénétrait dans le tube de verre ^.
Un fil fin, /, était tendu devant l'ouverture terminale de A, et sonombi^e
était observée (/î^. 10). L'anode était reliée électriquement par le fîl
de cuivre k mastiqué dans le tube de verre c. Le contact était obteràu
par un balai de fils fins qui se pressaient fortement contre le tube de
laiton A.

Le tube de verre a était fermé par une lame résistante, portant ane
division millimétrique. Sur sa face tournée vers le tube, cette lame
était enduite d'une mince couche de craie, qui brille d'une lueur
rouge sous le choc des rayons cathodiques. Pour rendre la division
visible, la craie fut enlevée des traits de division avec une fine ai-
guille, afin que les traits, ainsi débarrassés, se détachassent en sombre
sur le fond de craie Quorescente. Contre toute attente, les traits ap-
paraissaient cependant brillant d'un rouge clair sur le fond de craie
plus sombre. Le phénomène est probablement le même que celui qui
est employé dans la méthode récemment introduite dans la pratique
par Martens (*) pour l'éclairage des traits d'échelle.

Le mode d'expérience, comme cela a été mentionné au début, suit
celui de Kaufmann. Le pôle négatif d'une machine à influence I, ac-
tionnée par un électromoteur, était relié par l'intermédiaire d'un
commutateur B, à un électromètre de Braun et à la cathode.

Le pôle positif de la machine, lié à la base de l'électromètre et à
l'anode, était mis à la terre, de façon qu'à l'intérieur du cylindre
constituant l'anode, le potentiel restait nul.

Le tube était relié par la pièce d à une machine pneumatique à
mercure automatique. La pression du gaz (l'air fut seul employé)
n'était pas mesurée, car cela était sans importance pour la question
actuelle. L'électromètre fut étalonné avec une batterie d'accumu-
lateurs de 43oo volts et pour les plus hautes tensions au moyen
d'une balance électrostatique. Pour l'exécution de cet étalonnage, j'ai
une grande reconnaissance à M. A. Orgler. La place du tube à l'inté-
rieur des bobines et la disposition d'ensemble sont visibles sur la
figure 1 1 . Les déviations éprouvées par les rayons cathodiques lors
de l'excitation du champ, et aussi lors du renversement du courant,

(^) F. F. Martens, Wied. Ann., t. LXII, 1897, p. 206-208.

a.iPPO«T DE LA CHAKGK eLBCmiQUE A LA MASSE DBS EATONS CATHOOIQCES. 7^9

sont données par Tombre du (il anode sur la division ; en même temps
00 mesure le potentiel et Fintensité du courant. Dans les expériences

Fig II.

OQ veillait à ce que les déviations ne fussent pas plus grandes qu'un
centimètre, car les calculs approchés, donnés plus haut, ne sont pas
valables pour de plus grandes déviations.

b. — Orientation du tube cathodique.

La position exacte du tube est déterminée par cette condition que
le chemin des rayons non déviés coïncide avec la direction de Taxe OX,
et, en outre, soit à angle droit sur la direction des lignes de force
(axe OY). Comme on ne pouvait, a priori^ déterminer exactement la
direction des rayons cathodiquesjà Tintérieur du tube, on Tobtenait
par une expérience préalable, et le tube était ensuite fixé entre les
bobines à une hauteur telle que la ligne joignant le milieu de la ca-
thode et Tombre du fil anode coïncidât exactement avec Taxe OX.
La seconde condition était assurée simplement par la disposition des
bobines et du support de bois portant le tube.

L'orientation dans le champ magnétique du fil anode et de la ca-
thode, dont la position réciproque est donnée par les considérations

73o s. SIMON.

développées page 719, et aussi la détermination de la longueur di
chemin parcouru par les rayons, durent être réalisées avec la pliif
grande exactitude.

De petites irrégularités dans ces déterminations, particulièrement
dans celle de la longueur du chemin parcouru (la déviation variant
comme le carré de cette longueur), influencent le résultat d'une façon
déjà très importante. Les déterminations se faisaient optiquement et
résultaient d'un grand nombre de mesures séparées.

c. — Étude des corrections.

Avant d'arriver au calcul définitif de - » il est encore nécessaire

d'exposer la considération suivante, qui, a priori, indique la possi-
bilité d'une correction au résultat.

Si dans la figure 12 la distance a — b' représente la trajectoire du
rayon non dévié, a — b celle du rayon dévié, il est clair qu'en chaque
point de a — 6 il y a une autre intensité de champ qu'en la projec —

Fig. 12.

tion de ce point sur l'axe OX, pour laquelle le champ a été mesuré.
La forme du champ pour le rayon dévié diflere aussi de celle qui
a été obtenue par la mesure du champ, et il faut examiner jusqu'à
quel point cette circonstance est susceptible de produire une modi-
fication du résultat.

L'équation approchée de la courbe du rayon dévié s'écrit

= v/ï]^. /'"-/■' «'^-

Dans les expériences de déviation indiquées dans le Tableau I
{voir plus loin), la valeur moyenne des déviations lues est de
z = o*^™,8i5. Partant de cette donnée, on peut construire point par
point le chemin approché du rayon dévié. On en déduit pour chaque
point du chemin la grandeur de la déviation et l'on peut ensuite
déterminer l'intensité du champ en chacun de ces points. Sur la

^APPOBT DB LA CHABGB ÉLBCTRIQUB A LA MASSK DES RAYONS CATHODIQUES. 781

figure i3, on voit comment ce résultat s'obtient. Le point O repré-
sente le milieu du diamètre des bobines, c'est-à-dire un point de
leur axe où l'intensité du champ est maxima (H„,„); a — b est une
partie du chemin dévié. En décrivant un cercle de O comme centre
avec Oa comme rayon, ce cercle coupe l'axe OX en d. L'ordonnée H^

Fig. i3.

de la courbe du champ correspondant à ce point donne l'intensité du
champ existant au point a du chemin. On obtient ainsi pour le
poiot a une intensité de champ H^'.

De cette façon on peut construire par points la courbe corrigée du
champ. En effectuant maintenant, pour la courbe du champ ainsi

otlenue, la construction de la courbe / H dx^ il en résulte que celle-
ci s'écarte si peu de l'autre que cette différence peut être négligée.
Par exemple en choisissant un point a de la trajectoire pour lequel
Oc=:3*'"', la déviation ca est égale à o*''",523. Cela donne pour cd
une longueur de o'^'",o4; d'où résulte une correction de la valeur du
champ de — o,o5 pour loo seulement. A une distance de 7*" de
l'axe, ca est égal à o*^"', 229 ; on obtient alors pour cd la valeur o*^"*, oo4
et une correction correspondante du champ d'environ — o,3 pour 100.
Mais comme cette valeur relativement élevée de la correction n'est
atteinte qu'au commencement seulement de la trajectoire, c'est-à-dire
sur une distance qui ne contribue que pour une très petite part à

l'intégrale / H dx qu'on doit ensuite calculer, on constate alors avec

facilité que la correction totale s'élève en tout à moins de o, i pour 100.
Ce résultat, très favorable, n'est pas dû au hasard, mais à la dispo-
sition particulière du tube. En effet, dans les régions où le champ
est très rapidement variable, les déviations du rajon sont très petites,

73a

8. SIMON.

alors qu'au contraire, vers l'extrémité de la trajectoire du rayon où
les déviations sont les plus grandes, le champ est à peu près constant.

d, — Mesures et calcul de — •

Dans les Tableaux, z^ est la valeur lue de la déviation en centi-
mètres, z^ la valeur réduite d'après l'équation (14)9 J le courant des
bobines en ampères, V^ le potentiel en volts. Dans l'avant-dernière

colonne sont indiquées les valeurs de ^.^ * et dans la dernière les

écarts de celles-ci avec la valeur moyenne, en pour 100.

Tableau I.

Distance du fil anode à Taxe des bobines : 104""" (point a dans W Jiff. 8)(*).
Distance de la cathode à Taxe : 18a'"'" (point I) (*). Distance de la lame du
fermeture à Taxe : 29""". En conséquence, la longueur de 1r trajectoire du
rayon entre le fil anode et la lame de fermeture (a — 6) = iSS"".

V..

5910

1,088

6260

i,o54

656o

1,087

6840

i,o5

6900

1,087

7170

i,o58

7300

1,076

7300

1,076

765o

1,06

7710

1,06

7710

1,059

7710

1,069

7710

i,o58

7760

i,o58

783o

i,o58

*••

0,94

0,90

0,895

0,86

o,885

o,84

0,845

o,8i5

o,8o5

0,81

o,8i5

0,81

o,8o5

0,81

«;•

o,885

0,810

0,800

0,74

0,783

0,706

0,714

0,664

0,648

o,656

0,664

0,656

0,648

o,656

«;«

o,853

0,783

0,774

0,717

o,758

0,684

0,693

0,645

o,63i

o,638

0,645

o,638

o,63i

o,638

zJiVj

4^5o
4400
4280

4440
44^0

438o
4360
4360
4380
4325

4375
44 3o
44 00
4375
4460

6 pour 100
(M.

— a,9
-1-0,5

— 2,3

4-1,4

-HO, 9

»4

— «,»

O
-HI,2
-M>,5

o
-»-i,8

C) Cette position correspond à la condition donnée page 719 que l'intégrale / Hdx

%J a

soit nulle (voiryî^. 8).
(^) Les écarts sont un peu plus grands que dans les mesures de Kaufmann, parce

y I \
que le Tableau ci-dessus contient *„ *, tandis que Kaufmann donne la racine carrée

de ces râleurs.

^PORT DE LA CHAB6B BLBCTBIQUB A LA MASSE DES RAYONS CATHODIQUES. 733

V..

783o
7890
79S0
Hcioo
8000

8:2^0
83oo
83oo
853o
8750

885o
8860
8930

1 ,o56
1,057
1,072
1,07
1 ,o53

r ,042

1,11

1,071

i,o36

1,087

1,078
0,98a

0,97^

-s.-

o,8o5

0,8

0,795

0,79

0,78

0,825

0,79

0,75

0,775

0,765

0,705

0,685

52.

0,648

o,648

0,64

o,632

0,624

0,608

0,68

0,624

o,56

0,60

o,586

0,497
0,469

*• •

o,63i

0,623

o,6i5

0,609

0,593

0,661

0,609

0,547

o,586

0,572

0,487

0,46

^;«v.

44^5
445o
43io
4290
4390

4470
4440
4400
4340
4H3o

4340
4460
4325

6
pour

100.

-hl

— 1

—2

-ho

-h2

-hl

H-O

»9

— 1

»i

— 0

-hl

— I

Comme valeur moyenne pour ^.^ ^> on trouve 4378,76,
Le calcul donne ensuite

- = 1,868.107 unités C.G.S.

Tableau II.

i^ tube cathodique a la même position que dans la première expérience.
Cependant Tanode était déplacée de o*"",5, de sorte que sa distance à l'axe des
Moes s'élevait à 99*"*" (point c dans la figure). La position correspondante
Je la cathode est marquée dans le dessin par le chiffre II, et sa distance à
«c s'élevait à 200"". 1^ trajectoire du rayon (c — 6) a dans cette disposition
ne longueur de 128"".

V..

656o
783o
858o
8860
9110

9180

9640

10290

1,117
1,117
1,117
1,117
1,117

1,117
1,117

i|'i9

o,9i5
o,85

0,795

0,78

0,785

0,78
0,755

0,725

^2.

0,84

0,72

o,63

0,61

o,6i5

0,61

0,57

o,525

5;*.

0,811

0,698

o,6i3

0,594

0,6

0,594

o,.556

o,5i4

•'2 V

4260

438o
4220
4210
4370

4355
4290
4225

pour

100.

— 1

-ho

—2

ï /

—3

-ho

-hO

— 1

— 2

: z.i

- **>

■ ^U^

J .

-If»

••*•

I M".

». ^

-••-

^tm

-.'V,

4330

4»8o

4ido
4420

4S?(o
43ro

44 >0

4ît(o

..:4l(*
4440
4300

4*70
4400

4400
4^60
4S10

4 4«>
4klO

poar roo.

-0,2

-«,4
-1,8

-H),9

-^1,9

-H),9

-H),;
0

-1,6
-0.9

-1,6

-rO,3
—0,4

Dfc :r:îtK -<rn* t' lOr^r^-iauiii- '•rsaiU; ^laun/f %jJeur niovenne <
-,.— : x,J.Jt> T : t itL . ia :'tiiL::iii:

J TT

f? se cr«KK«3£t * «Bf? iisCftib.'ii ftf 4j'"*.? K L vive Je< bobines { poin

r;i:&e 111 >. La «iuia»;*? nii? a Um« •>( frfrm*^xrrf ^ 4 lave était dans ce
Af 45*". Par ««it«. fct ck^ma paiv»>«r« p«r &f r4^v>a J — e * entre le fil an<
et la liMf d« f«r«e(arv 4%ai( nae loa^wear Je l«o".>.

lAPPOftT DE LA CHARGE ÉLECTRIQUE A LA MASSE DES RAYONS CATHODIQUES. 735

V,.

486o
49«o
566o
366o
6t)90

6210
656o
656o
656o
7110

7700
8000
8180
885o
88S0

885o

9*40

10820

ii53o

11840

0,860

o,85i

o,855

o,85

0,862

0,84
o,865
0,861
o,858

0,845

i,i5

o,838

o,85

o,85
1.14

»,i49
1,172

1,149

-0*

«,09

1,07:)

1,01

i,oi5

0,96

0,93

0,95

^î.

0,92

0,855

1,145

o,83

o,8i5

0,81

1,045

0,99

0,99
0,93

1,190

i,i56

1,02

i,o3

0,922

0,922
o,865
0,903
0,903
0,846

0,732

i,3ii

0,69

0,664

o,656

o,656
1 ,092
0,980
0,980
o,865

^i*.

i,i48

1,120

0,99

1,00

0,897
0,897

_ 0 /O

z'.^ V.

0,843
0,879
0,879
0,825

0,717
1,260

0,676

o , 652

0,644

0,644
i,o57
0,952
0,952
0,843

7560
7730
7680
785o
7570

75oo
785o
7700
7800

7990

7740
7630
7900
8000
7900

7900
7520
7820
8000
7570

pour 100.

— 2,6
—0,4
— 1,0
-hl,!
— 2,5

—3,3
-hi,i
—0,8
-1-0,5

-+-2,9
— 0,3

1,8

-1-3,1

1,8

1,8
~3,i
-+-0,8

-h3,l
— 2,5

^' « V

La valeur moyenne de -^37-^ est 7760 ^ 5. Il en résulte

— = 1,860. 10' unités G. G. S.
V-

La première et la troisième mesure ont la plus grande difTérence,
0, 43 pour 1 00, la première et la deuxième en ont une de o , i pour 1 00
seulement. Comme valeur moyenne de ces trois résultats, on obtient

- =1,866.10' unités G. O.S.

En terminant, j'exprime mes meilleurs remercîments à M. le
D' Raufmann, qui me donna Tidée de ce travail et me seconda dans
son exécution de ses conseils et de ses actes de la manière la plus

généreuse.

»•••«

kf»

^%TB& ^JTniflipis MS GAZ,

1 «^<»*,«W«.«r'-5 nrt «TTHkVFS^ :krc»ii^**^ nîiBiBiit*ac ^Ijba. ^. PA/'l., t. XllK,
t' V.^i#f«.7-i«ijg( -.-#1 V#^2ilit*aei n niiamfecrrtim :a ôneaer Lait ( gemdiisiMi

/ 'i^«tM*)u» uvr- tî*r £a.-ri;siJiii;r fi-«> Boaibn- im*! L/BÏeaspektruins (Gôtt,

I I. — Iftctiw caaliHH ti discoBtiiivs.

M ;0j/f#'t !;« n%'AU%t^9', de %oir L plu* généraJe, à noire époque, Témis-
•l'/li iU' \h Ififfif^re ou le raiTonnement éleclromagnélique prend
liMiMMifce p;#r le% HCc/^W-ràlion^ de quantités élémentaires d'électricité.
O'II^'* n »#' rri;i ni Tentent kurdes ions entièrement libres ou reliés à des
•y»IM«e% dV'IeetronH (des atomes chimiques). Dans les gaz raréfiés
l'I h liMiile lempérature les ions négatifs sont principalement des élec-

IIMiiii ionn, r\«nt-ii-dire (|u'il.s possèdent la charge spécifique / - j des

l'UViMin nilhodiqucM.

liH piW'iuilr du nij'onneinent électromagnétique est identique à celle
«In llMMivttinriU dr la (|uantité élémentaire correspondante. Dans les
Mti#t Itu iiiim ptriuirnt dos acrélérations de toutes les périodes possi-
hlv» par lonr* rhooN «Mitre eux ou contre les molécules neutres.
I 'OUM^^iou de luuiiètv des ions dans un gaz, et >(>êoialemenl des élec-
h>M^* »ou^ ue^atitx, donne donc un sjnvtre continu .V. p, r>o7 .

L*ORIGI?fE DES SPECTRES ELECTRIQUES DES GAZ. 737

Dans un système d'électrons (atome chimique) leurs liaisons réci-
proques assignent pour les quantités élémentaires des périodes de
mouvement déterminées. Un atome ou un atome-ion seul n'émet donc
pasloutos les périodes possibles, mais quelques-unes qui sont déter-
iniaées; son spectre est donc discontinu. C'est au moins le cas quand
le syslèine d'électrons ne subit pas une influence du dehors.

Les périodes d'un système d'électrons peuvent être modifiées par
des forces d'origine extérieure et, avant tout, par l'action d'autres
systèmes d'électrons; c'est de cette façon que le spectre des raies d'un
gaz lumineux peut se changer en un spectre continu.

§ 2. — Les électrons-ions négatifs produisent le rayonnement.

L'amphtude des vibrations des électrons d'un système sera modi-
Séeparle choc contre d'autres particules. L'énergie de translation de
la particule gazeuse sera ainsi transformée en énergie lumineuse.
Celle transformation sera d'autant plus efficace que la masse de la
' particule sera plus petite. C'est donc surtout le choc des électrons-ions
négatifs qui produira le rayonnement; c'est lui qui produit l'émis-
sion de la lumière de la colonne positive et de la couche lumineuse
négative du courant lumineux ainsi que celle de la colonne positive
de Tare (IV, p. 009).

Plus sont fréquents les chocs des électrons négatifs avec les parti-
cules gazeuses, plus est intense l'émission de lumière de l'unité de
volume. Aussi, lorsque, dans un tube à décharge où la pression du gaz
et l'intensité du courant sont constantes, on diminue la densité du
gaz à l'aide d'un fil de charbon qu'on échauflé, l'émission de lumière
diminue à l'endroit échauffé; il semble que la lueur est éteinte par
léchaufTement (I).

Si, au moyen d'un fort champ électrique, on empêche les élec-
trons-ions négatifs (rayons cathodiques secondaires) de se trouver
dans une région d'un gaz, cette région ne produit plus de lumière,
elle reste sombre. Cela explique l'existence de l'espace sombre qui
entoure la cathode de la décharge lumineuse et aussi une cathode
secondaire introduite dans une n'gion lumineuse du tube à dé-
charge (II).

S. P. 47

738 i. STARK.

§ 3. — Hypothèse sur les centres d'émission dn spectre de raies

et da spectre de bandes.

Dans la plupart des élémenls chimiques sur le trajet de réleclricilé
il se forme un spectre de raies et un spectre de bandes. Dans un gaz
ionisé il existe des atomes neutres et des atomes-ions positifs, c'esl-
à-dire des atomes qui ont perdu un ou plusieurs électrons. J'ai intro-
duit précédemment (*) Thypothèse que les spectres de raies sont
émis par les atomes-ions d'un élément, tandis que les spectres de
bandes proviennent de la recombinaison d'atomes-ions positifs et
d'électrons négatifs. D'après cette hypothèse, l'énergie du spectre \
de raies provient exclusivement de l'énergie cinétique des particules
qui se rencontrent; quant à celle du spectre de bandes elle résulte de
la transformation de l'énergie potentielle que possèdent les électrons-
ions négatifs \is-à-vis du reste positif de l'atome correspondant. De
plus, un seul et même système (électron négatif et reste positif de
l'atome) émet différentes parties du spectre de bandes suivant les
différentes phases de la reconstitution de l'atome neutre. Cette hypo-
thèse fondamentale permet d'expliquer facilement les expériences
suivantes.

§ 4. — Transport électrique des atomes-ions positifs luminenz.

Deux électrodes métalliques sont placées verticalement, dans Taîr
libre, à environ 2*^"* à 3*^"* de distance l'une de l'autre. On établit entre
elles un courant lumineux d'intensité constante (environ o*"'P, 07). On
observe sur tout le trajet de l'électricité la lueur jaune orangé de l'air;
un fil de platine qu'on introduit sur ce trajet est échauffé jusqu'au
rouge blanc. Supposons d'abord que la cathode soit au-dessus de
l'anode; si l'on tient une perle d'un sel de lithium un peu au-dessous
de la cathode, à la partie supérieure du courant, la coloration rouge
que cela détermine n'apparaît que dans cette région, au-dessous de
la cathode : elle ne descend pas vers l'anode. Supposons au contraire
l'anode en haut et plaçons la perle de lithium vers le haut à la même
place; cette fois la lueur rouge descend tout le courant en allant vers
la cathode. Si l'on observe alors au spectroscope la lumière émise par

(') Die Elektrizitàt in Gasen, Leipzig, 1902, p. 544.

L*0RIG1NE DES SPECTRES ÉLECTRIQUES DES GAZ. 739

la cathode on y remarque le spectre des raies du lithium. On peut,
au lieu d'un sel de lithium, employer un sel d'un autre métal quel-
conque : dans tous les cas les particules entraînées par le courant
produisent devant la cathode le spectre de raies du métal correspoiv

daQt(III).

§ 5. — Spectre de raies et de bandes placé dans un champ électrique.

Pour savoir si l'émission du spectre de raies ou de bandes est liée à
la présence des ions, on peut observer la répartition de la lumière
dans un champ électrique. Pour éviter d'influencer le courant qui
porte le gaz à l'incandescence en établissant le champ électrique, il
(aut enlever aussi rapidement que possible le gaz lumineux du trajet
que parcourt le courant pour l'amener dans une région où il n'y a pas
de courant et y faire agir un champ électrique qui ne soit pas assez
fort pour produire, par lui seul, une décharge lumineuse.

On peut y arriver, avec la vapeur de mercure, de la façon suivante.
Le courant passe dans un tube en forme de demi-cercle dont les ex-
trémités contiennent les électrodes de mercure {Jig* i). Au-dessus

>ft trouve un large récipient cylindrique (vase à condensation) (|ui lui
est réuni au milieu par une tubulure longue de 2^" et large de o*^"*,8.
Si Ton échauffe fortement le tube à décharge soit en le chauffant au
dehors, soit à l'aide d'un courant intérieur (arc), la vapeur de mer-
cure se précipite avec une grande vitesse du tube à décharge dans le
vase à condensation pour s'y condenser. Immédiatement à coté de la
iuLuIure se trouvent fixées, en regard l'une de l'autre, deux élec-
rodes plates parallèles; l'une d'elles est placée au-dessus de Touver-
ure et elle est frappée directement par le courant de vapeur qui pé-
lêtre dans le vase à condensation, elle sert de cathode ; on sait que.

yi» j. sTuu.

dan» un gaz raréflé et ionUi^. le champ qui se produit na une

appréciable ('u'auprès de la catltode (II, p. 38o).

Suppftsons, en premier lieu, que le cuuraal daos le tube à dt
donne un spectre de raies i arc. décharge lumineuse intense j.
cas le jet de sapeur dans le vase à condeosatioo présente »
sjiectre de raies. Quand il n'v a pas de cbainp électrique, remis
la lumière se produit aussi îminédialement devant la plaque (
par la tapeur {_fig. 2); maïs si Ton fait jouer à celle-ci son i
cathode en réunissant les électrodes à une batterie secondair

isolée (aoo à 3oo volts), la lumière du spectre de raies s

iiiniiédiatenient au contact de la cathode et au-dessus {^ff- 3).

On a fail, en second lieu, la même expérience en produisant

du spectre de raies (tracé dans la_/?g. 4) le spectre de bandes

Fis- i

r^S

lillé) avec une intensité convenable (courant lumineux faible)
ce cas le champ électrique supprime {Ji^. 5) la partie i-o'
.ipe<-tre de raies, landis que la région verte du spectre de
iTSlc inaltérée (IV, |». ôay).

l'OBIGINE des spectres ELECTRIQUES DES GAZ. 74!

§ 6. — Inflnence de la températnre sur le rapport des intensités
correspondant aux spectres de raies et de bandes.

Une fois que les atomes-ions positifs sont formés ils peuvent servir
à la production de la lumière par suite de leur mouvement de trans-
lation dans le gaz. Si le nombre des ions reste constant par unité de
volume, l'intensité spécifique du spectre de raies augmente, d'après
noire hypothèse, si la température moyenne du gaz s'élève. Le nombre
el linlensité des chocs se trouvent en effet augmentés. L'énergie émise
par suite des recombinaisons est au contraire une grandeur déter-
minée qui ne se modifie qu'un peu avec la température moyenne. Les
recombinaisons sont d'ailleurs moins fréquentes à une température
plus haute dans un gaz dont le nombre d'ions est constant par unité
de volume ; donc, si la température moyenne du gaz ionisé s'élève,
rinlensilé du spectre de bandes diminue si le nombre des ions est
constant. En même temps celle du spectre de raies augmente.

Dans un tube de quartz de 3o*^"* de long on établit un courant lu-
mineux faible à travers de la vapeur de mercure raréfiée ; la colonne
positive donne simultanément le spectre de raies et de bandes. Si
Ion chauffe de 600" à 1000" le milieu du tube avec un brûleur Bunsen,
toute la lumière verte du spectre de bandes disparaît à cet endroit,
landis qu'augmente la lumière rouge du spectre de raies (*).

§ 7. — Spectres mnlUples.

Les atomes-ions positifs se forment lorsque des électrons négatifs
s<î séparent des atomes neutres.

Si un seul électron se sépare d'un atome neutre, il reste un atome-
ion positif monovalent; il est divalent s'il s'est séparé deux électrons
«lu même atome. Si un élément chimique forme plusieurs degrés de
valences, il doit se produire, d'après notre hypothèse, autant de
spectres de raies à structure différente, et puisqu'un spectre de bandes
résulte de la recombinaison d'électrons (pour former un reste de
>alence inférieure ou un atome neutre), l'élément doit donc pré-
senter autant de spectres de bandes différents.

Au moyen d'un spectographe j'ai pris le spectre du mercure sur
la colonne positive, sur l'anode et la cathode de l'arc, et à la colonne

(') Je n'ai pas encore publié cette expérience.

74^ i- STARK.

positive d'un tube à courant lumineux. Dans tous les cas j'aî obtenu
un seul et même spectre, le spectre bien connu de raies du mercure.
L'intensité des radiations à courte longueur d'onde était d^autant
plus grande, vis-à-vis de celle des radiations à grandes longueurs
d'onde, que la température moyenne de la région observée était plus
élevée; mais le nombre et la position des raies étaient toujours les
mêmes. Au point de vue électrique, dans les parties correspondantes,
les électrons-ions négatifs qui ionisent le gaz par leur choc avaient
en effet une vitesse qui ne dépassait guère 6 volts (voir plus haut.
Mémoire I).

Les électrons-ions possèdent au contraire une vitesse bien plus
grande dans la couche lumineuse négative d'un courant lumineux; la
vitesse des rayons cathodiques primaires y est en effet supérieure
à 3oo volts; il se peut alors qu'un électron-ion ionisant puisse effec-
tuer le travail de séparation non seulement d'un premier électron mais
d'un second. La spectrophotographie de la couche négative lumi-
neuse dans la vapeur de mercure montre en effet, avec le premier
spectre de raies habituel, un second spectre de raies nouveau. La tem-
pérature moyenne de la vapeur dans cette couche négative était cepen-
dant inférieure ici à celle de l'arc qui ne donne dans toutes ses parties
que le premier spectre (VI).

§ 8. ^ La Inenr électrique des gaz n'obéit pas à la loi de Kirchhoff.

Ceci estfacile à établir par une simple considération théorique. Cette
loi repose en effet sur cette hypothèse qu'il y a équilibre thermodyna-
mique entre le mouvement thermique des particules du corps rayonnant
et du rayonnement lui-même. En d'autres termes, que le corps rayon-
nant soit momentanément limité par une paroi qui est parfaitement
réfléchissante, non perméable à l'énergie et n'a par conséquent au-
cune relation énergétique avec ce qui l'entoure; immédiatement après
la limitation Tétat cinétique moléculaire du corps et son rayonnement
ne doivent pas changer pour que celui-ci soit exclusivement thermo-
dynamique; dans le cas d'un gaz la répartition des vitesses doit donc
présenter un maximum d'entropie ou de probabilité satisfaisant
donc à la loi de Maxwell-Boltzmann. Or cette condition n'est pas
remplie dans un gaz traversé par un courant; car nous devons consi-
dérer celui-ci comme un mélange de deux gaz, un gaz formé de par-
ticules neutres, et un autre formé d'ions mis en mouvement par
Télectricité ; il y a constamment passage d'énergie de celui-ci à

L*0BIG1NB DES SPECTRES ELECTRIQUES DES GAZ. 743

eluMà; la répartition des vitesses est déterminée sur les ions par
a grandeur et la direction de la chute de potentiel et par la lon-
jneur des trajets libres des ions. Le gaz ionisé et traversé par le
courant ne satisfait nullement à la loi de Maxwell-Bol tzmann. Il ne
but plus appliquer à la définition de Tétat cinétique moléculaire du
gai la notion habituelle de température thermique; aussi je propose
dedésigner cet état cinétique par l'expression température électrique,
dans le cas de la présence d\in courant électrique.

Puisque la répartition des vitesses dans un gaz ionisé parcouru par
un courant, ne correspond pas à l'hypothèse de la loi de KirchhofT,
celle-ci ne s'applique donc pas à la lueur électrique du gaz (IV^,
p.5i5). Aussi l'émission électrique d'un gaz ne présente pas laméme
répartition d'intensités spectrales qu'un corps obscur de même tem-
pérature moyenne. La comparaison n'est pas possible à cause de la
flgnification différente du mot température dans les deux cas.

Bien que la loi de KirchhofT et celle de Wien ne soient pas appli-
cables à la lueur électrique des gaz, on peut pourtant conclure par
analogie, que pour cette lueur aussi, et spécialement pour le spectre
de raies, les radiations à courte longueur d'onde présentent vis-à-vis
decelles à grande longueur d'onde une intensité d'autant plus grande
que la répartition des vitesses sur les ions correspond à des vitesses
plos grandes, c'est-à-dire que la température moyenne est plus élevée
(IV.p.Si;).

SUR L'IONISATION PAR LE CHOC DES IONS

POSITIFS ET NÉGATIFS,

Par J. STARK.
Traduit de Tallemand par A. GALLOTTI.

Bibliographie.

I. Ueber lonisierung von Gasen durch lonenstoss (Ann. d, Phys.y l. VH»

1902, p. 4Ï7-439)-

II. lonentheorie der elektrischen Selbstenlladung {Ann. d. Phy$., l. VS *ï
I90'2, p. 919-931).

III. Einfluss der Temperatur auf die lonisierung durch lonenstoss {Ann,
Phys.y t. ViJJ, 190*2, p. 829-841),

IV. loncncnergie gasfôrmigcr Elemenle, metallischer Zustand, Vorzeich*^**
der elektrolytischen Dissoziation {Phys, Zeitschr,, t. III, 1902, p. 4o3-4o^ -)*

V. lonisierung durch den Stoss negativer lonen von gluhender KoIb.I«
(Phys. Zeitschr., t. V, 1908, p. Si-Sj;.

VI. Versuche iiber die lonisierung durch den Stoss positiver lonen (Verh-
d» deutschen Physik. Ges., t. VI, 1904, p. 104-120).

§ 1. — Problème et méthode.

Les rayons cathodiques et canaux dus à des ions négatifs et positifs
sont capables d'ioniser par leur choc des atomes gazeux à l'état neutre.
On peut se demander si les ions possèdent cette propriété pour des
vitesses aussi petites que l'on veut ou s'ils doivent avoir pour cela au
moins une certaine vitesse limite. Dans un champ électrique lésions
doivent leur vitesse aux différences de potentiel électrique entre les
points qu'ils parcourent s.-.ns subir des chocs contre d'autres parti-
cules; si leur vitesse initiale est nulle, leur vitesse finale est, dans ces
conditions, proportionnelle à la racine carrée de la différence de po-
tentiel librement parcourue; aussi exprimerons-nous, dans ce qui va
suivre, ces vitesses en volts, pour plus de clarté et de concision.

Stolelow et Townsend ont montré que dans un gaz ionisé secondaire-
ment, lorsqu'on élève progressivement la différence de potentiel entre

SUR l'ionisation par le choc des ions positifs bt négatifs. 745

les ëleclrodes, il s'établît d'abord une intensité de saturation limite,
mais elle peut ensuite croître de nouveau. D'après J.-J. Thomson
et Townsend il faut attribuer cette augmentation de Tintensité à
rionisalion due au choc des ions qui ont subi librement dans le champ
électrique une différence de potentiel. Lorsque les électrodes sont
peu écartées, cette différence librement parcourue est égale à celle
du potentiel des électrodes. La plus petite valeur de la différence de
potentiel entre les électrodes pour laquelle, après la saturation, on
commence à observer le nouvel accroissement de Tinlensité, est le
potentiel d'ionisation, c'est-à-dire le minimum de différence de po-
tentiel subie librement par les ions qui les rende capables de produire
l'ionisation.

Pour déterminer le potentiel d'ionisation j'ai employé la méthode
suivante. J'utilise comme électrode un filament de charbon incandes-
cent, l'autre électrode étant formée par une pointe ou un disque de
métal; une des extrémités du fil de charbon était réunie à Télcctrode
métallique par l'intermédiaire d'un galvanomètre et d'une force élec-
Iromolrice variable.

Par suite de la haute température du fil de charbon il se forme à sa
surface des ions positifs et négatifs; la diflerence de potentiel entre les
électrodes pousse alors vers l'électrode métallique, à travers le gaz,
les ions positifs ou les négatifs. On fait croître la force électromotrice
à partir de zéro et l'on observe l'intensité correspondante. On choisit
la pression du gaz et l'écart des électrodes de façon à obtenir d'abord
le courant de saturation, puis l'augmentation d'intensité. Il faut
avoir soin que la différence de potentiel entre les extrémités du fil
mi aussi petite que possible : on prend celui-ci de façon qu'il suffise
de 1 ou 2 volts pour le porter au rouge blanc. Enfin le filament de
charbon doit être assez épais pour présenter cependant une certaine
surface malgré le peu de longueur qu'impose la condition précédente;
cela a en même temps l'avantage que la variation de potentiel entre
le charbon et l'électrode de métal n'a pas lieu exclusivement auprès
du charbon, mais dans tout l'espace gazeux.

Dans ces conditions la méthode est applicable à la détermination
du potentiel d'ionisation des ions positifs (1 00 à 4oo volts) ; pour celui
des ions négatifs elle n'est applicable que si ce potentiel est supérieur
à 10 volts; pour des valeurs inférieures on n'observe pas de courant
de saturation avant que l'intensité ne recommence à augmenter.

Mes recherches sur l'ionisation de l'azote par le choc des ions ont
donné les résultats généraux suivants. 11 existe aussi bien pour les

. — « » -

.1. -

rrij.s»i..fi:.-:

^- .-«-i**

•■ -•*-•. ,H»^ .A-

a^ iMK-

«H

e h. imiji>-.jiir*

•«E a _?y- 1 !»■-]•<"!&£ :

.ti-

fU. -îs u

I •!

JiiV^ in IL !>'

^<MlN< \i*% \\\ni'v% <|r; 1,^1 \olt; comme anodes j'iililisais dci
^1^* Un rinuhiinîH %(\\m\i\m \y\v un intervalle d'environ 2""", le
*Im I'Imm'Iioii i''liiil |>larïî dans l'espace qui les sépare; le gaz
'IhII riuiilp; lu roiiriM* (ihlciiuc dans le vide est reprësenlée

Ii'mihmm'H de iTih» (ijrmv montre facilement que, dans 1

«Di l'iomsition par lb cuoc des ions positifs et N^ATirS.

7i7

pour le cas étudié, l'Ionisation par le choc des électrons-ions négatifs
tommence pour la valeur 26 volts de la forne éleciroinolrice înier-
fOiée; en tenant compte du voltage, 1 '"", 4 r , de la lampe, on obtient
liosi pour le potentiel d'ionisation cherche a^'"'", 4-
Les courbes de la figure 2 ont été obtenues avec un Hl de charbon

<--

^x.

^T^

^Tw

; i

'le ("",8 de longueur, pour des intensités de i'"p, 1 à i'"", i3, et un
[ 'olUge de i'"",9à i"",95 à la lampe; les anodes sont les mêmes que
pli^ haut; pour la courbe I une division des ordonnées est égale
j^,8- 10""*, pour II à i4,4* '"~'*i pour III à -,2, lo"'" ampère. La
courbe I a été obtenue à i4", la courbe II à Go" (dans un bain d'aîr),
I* courbe III à 2Ô'.

Les courbes montrent que notre miithode n'est pas applicable à la
lapeur de mercure; la vapeur de mercure est déjà ionisée pour des
petites vitesses des îons négatifs; le potentiel d'ionisaiion des élec-
IroDs-ions négatifs est compris entre i et ~ volts.

§ 3. — loDitation par lo cboc dai ions positila dans l'asolo.

Les courbes de la figure 3 ont été obtenues avec une anode formée
par un fîl de charbon incandescent, et une cathode placée à 6""" en
regard et constituée par une pointe de cuivre. Comme on le voit, fin-

■if cuMre.

;ï^

^/fMikd rî/jfii-MUoo par l<f cife«>? •!«» ions positifs n*a pas Heu à I <ii
^ffff^^, 4^ 1^ #^atho>i^. Buû â llatmcar du gaz, comme c'est le c^i»
|^*r#r 1^ #y/ar;»nl positif i^a •J'ao#^ pointe. le potentiel d'ionisation e<if
f4f$^ Uftt. il mont^ dan« l'azote jusqu'à 4 (o volts (VI, p. 1 15).

14.-- CovaaU

iédurge indépendante.

4*»î »pj#el/' courants indépendants ceux qui se produisent dans
lin g»x dont le» ions sont mis en liberté par un transport d'énergie
##r<îorid«îr#f, par exemple par des ravons Runtgen : cette ionisation
i'p,%%$i m uihui; temps que l'ionisateur secondaire. Il se passe la même
v.Unnv. fti, H v,t)Ui de cet ionisateur secondaire, agissent pour l'ionisation
Ii5>i (îlioiî» d^fon» ou seuls positifs, ou seuls négatifs. Mais, si les deux
vny(*v,t*.% iVum¥> ionisent simultanément le gaz par leur choc, si le cou-
nitil M pn tt^'ilaliljr sans un ionisateur secondaire, nous dirons que
riotiiKiilioii enl indépendante. Les ions positifs en produisent de néga-
tif»» *iMi uni* rrrtfiim; place grâce à une chute de potentiel et ceux-ci,
piil' ronipruHiition, en j)rodnisent des positifs à l'endroit d'où \ienneDt
li'«» prnni(*r<t. Lù-dessus repose le mécanisme du courant lumineux et
du iMinriinl ili' pciinlr et j'exposerai comment dans Tare les deux e>|H*cr>
d'iohi ««e prodiii>(*nl tir rha(|ue colé.

Iiit prodihiion d'une décharge indépendante dans un gai re'p:»?^

SUR L IONISATION PAR LE CHOC DES IONS POSITIFS ET NEGATIFS. 749

aussi sur Tionisalion par choc d'ions des deux signes. Le passage du

gaz de Télal ionisé à Télat non ionisé demande ici un certain temps ; en

même temps la forme du champ électrique se modifie. Dans une

théorie des ions de la décharge électrique indépendante, j'ai donné

une formule pour la grandeur de la chute de potentiel qui doit exister

dans un champ électrostatique pour qu'il se produise à une électrode

une décharge indépendante.

§ 5. — Constance du potentiel d'ionisation ;
il est indépendant de la température.

Nous devons considérer comme étant en vibration à l'intérieur du
jjToupe atomique neutre l'électron qui en sera détaché par l'ioni-
saiion. Soit Si la somme des énergies cinétique et potentielle de la
vibration. Suivant que l'accélération résultant de la vibration de
Uleclron qui se détache est égale ou opposée à celle que lui donne
lionquile choque, l'ionisation sera facilitée ou rendue plus difficile
par l'énergie vibratoire intérieure. Soient e/ l'énergie potentielle de
lion (énergie de l'électron détaché vis-à-vis du reste atomique positif),
"Je travail d'ionisation, A* un coefficient, on a

ti/= k(ei±Si).

Correspondant au mouvement thermique, Si est en général diffé-
rent d'un atome à l'autre à une température absolue moyenne ï
Jjnnée; de plus il croit avec la température. Dans des limites assez
éloignées, ai peut être regardé comme indépendant de T, et con-
stant d'un atome à l'autre, pourvu que .^/(T) soit petit vis-à-vis
Je e/. C'est ce qui a lieu en fait. Deux choses en effet conduisent
à cette conclusion au moins jusqu'à la température du rouge. Si Si
était un peu grand, de l'ordre de grandeur de i volt, déjà au-dessous
du rouge il devrait se produire un rayonnement électromagnétique
intense des électrons négatifs avec l'énergie vibratoire Si. Ce n'est pas
le cas dans la plupart des gaz et des vapeurs où ce rayonnement est
faible. En second lieu, on trouve que pour la vapeur de mercure qui
est monoatomique et non ionisée, le rapport caractérisant les chaleurs
spécifiques est exactement celui qu'on calculerait en supposant que
Ténergie intérieure de l'atome soit très petite.

D'autre part l'expérience montre que ai est considérable. Puisque Si
est très petit on peut donc en déduire que ei est, au contraire, grande

7^0 J. STABK. — SUR L* IONISATION PAR LE CHOC DES IONS POSITIFS ET NÉGATIFS.

el que Si esl négligeable (levant Ci au moins jusqu'à la température du
rouge.

A cela s'ajoute encore cette considération que la vitesse thermique
moyenne dun ion, au moins jusqu'à la température du rouge, est
petite vis-à-vis de celle qu'il possède lorsqu'il a librement subi le po-
tentiel d'ionisation.

D'après cela le travail d'ionisation d'un ionisateur quelconque agis-
sant sur un gaz (gaz métalloïdal), et, dans le cas actuel, le potentiel
d'ionisation des ions positifs et négatifs possèdent une valeur con-
stante qui, jusqu'au rouge, est indépendante de la température
moyenne du gaz (VI, p. 5j).

En réalité G.-C. Schmidt (*) a montré que pour un gaz dont la
pression est constante la chute de potentiel dans la colonne positive
est iqdépendante de la température jusqu'au rouge; mes propres re-
cherches (*) ont montré la même chose à la cathode du courant lumi-
neux; Bouty (') l'a aussi trouvé pour le potentiel initial d'une déchaigr
indépendante et Mac Clung ( *) a établi que l'ionisation par les rayons
de Rontgen est de même Indépendante de la température jusqu'à 22 -a".

(') G.-G. Schmidt, Ann. d. Phys., l. I, 1900, p. 633.

(') J. Stark« Ann, d, Phys.y l. XII, 1903, p. 3i.

(') E. Bouty, Comptes rendus, l. CWXVI, 1903, p. 4o, 669, 74^ i646.

(*) Mac Clung, Phil. Mag., t. VII, 1904, p. 81.

LE MÉCANISME DE L'ARC ÉLECTRIQUE,

Par J, STARK.

Traduit de FaUemand par A. GALLOTTI.

Bibliographie.

I. Druckbeobachtungen am Quecksilberlichtbogen (gemeinsaiu mil
M. Reich) (Phys. Zeitschr., t. IV, 1903, p. 3î*i-324).

H. loduktionserscheinungen am Quecksilberlichtbogen im Magnetfeld
(Ph)$. Zeitschr., l. IV, igoS, p. 440-44*5).

III. Zur Kenntniss des Lichlbogens(-<4/i/i. d. Phys., l. XIJ, igoS, p. 673-713).

IV. ZûnduDg des Lichlbogens an Meialloxyden(/*/r^5. ZetV^cAr., t. V, 1904,
p.8i-83).

Y. Der Lichlbogens zwischen gekUhllen Eleklroden(gemeinsam milL. Cas-
^^\xi){Phy$. ZeiUchr.y l. V, 1904, p. 266-269).
VI.Quecksilber als kalhodische Slrombasis des Lichlbogens (PA^^.Zet^sc/ir.,

^•^) >9o4, P- 750-751).
VII. Anoden- und Kalhodenfall und Ursprung der posiliven lonen des Licht-

I^ogens (encore inédil).

§ 1. — Vaporisation des électrodes.

&)iume nous le verrons plus loin, la base cathodique de l'are élec-
irique se trouve toujours nécessairement à une haute température; la
«alhode émet donc toujours de la vapeur. Dans beaucoup de cas
lanode de Tare est aussi tellement chaude qu'elle émet également des
vapeurs dans le courant.

Si celte vaporisation se produit aux extrémités cathodique et ano-
dique de Tare, il en résulte en ces points, dans l'espace occupé par la
vapeur, un excès de pression sur Tespace environnant. Celle-ci se
reconnaît par les moyens suivants : si d'abord l'électrode est liquide,
cel excès de pression y cause un petit creux au point de départ du
courant; si de plus on y fait aboutir Textrémité d'un petit tube com-
muniijuant avec un manomètre, celui-ci s'élève un peu (I, p. 322;
V , p. 269). En second lieu, par suite de Texislence de celte sur-
pression, de la vapeur se répand de l'extrémité du courant à l'intérieur

7 3 2 J. 8TARK.

(lu chemin qu'il parcourt entre les électrodes; si Ton fait arriver c<*
courant de >apeur produit à la cathode de Tare à mercure normale-
ment à un champ magnétique, on voit que l'extrémité cathodique de
l'arc est déplacée par suite de la production d'une force électronio-
trice par induction (II, p. 44o)'

L'arc peut se produire non pas exclusivement dans la vapeur d'une
de ses électrodes (comme cela a lieu, par exemple, pour l'arc à mer-
cure dans un récipient), mais aussi dans une atmosphère gazeur*,
comme l'air; il se forme alors un mélange de la vapeur des électrode?
et du gaz qui les entoure. La chute de potentiel d'une extrémité de
l'arc à l'autre est alors d'autant plus grande que la proportion, de
vapeur est plus faible dans ce mélange (III, p. 679). Par exemple on
fait croître cette chute en refroidissant l'anode de façon à diminuer
sa vaporisation (V, p. 267). Pour éviter le trouble que produit donc
nécessairement le gaz entourant l'arc j'ai fait le plus grand nombre
de mes expériences sur l'arc à mercure dans un récipient où Ton a
fait le vide.

§ 2. — Les ions et les différentes parties de l'arc.

C.-D. Child a le premier indiqué une théorie expliquant le passage
<Ju courant dans l'arc par un mouvement d'ions positifs et négatifs.
D'après mes idées actuelles, étant donnée la haute température de
Tare, les ions négatifs doivent être surtout des électrons-ions négatifs
et les ions positifs des atomes-ions (III, p. 680).

L'arc électrique étant un courant indépendant, il doit maintenir
lui-même le nombre de ses ions positifs et négatifs constant entre ses
électrodes. Le chemin qu'il suit se compose des parties suivantes : à
son extrémité cathodique se trouve une aigrette en forme de pinceau,
puis vient un espace relativement obscur, puis l'aigrette positive qui
se termine par une couche lumineuse située sur l'anode. En diminuant
la distance des électrodes la colonne positive peut être amenée à dispa-
raître et aussi, dans certaines circonstances, la couche lumineuse de
l'anode. La colonne positi\e et la couche de l'anode obéissent aux
mêmes lois dans le cas de l'arc que dans celui du courant lumineux ;
on peut dire aussi qu'il s'y produit des ions positifs et négatifs par le
choc d'électrons-ions négatifs (III, p. 6-4» 680).

LE MÉCANISME DE L*ARC ÉLECTRIQUE. 753

§ 3. — Origine des ions négatifs à la cathode.

D'après mes idées la base cathodique de l'arc rayonne des électrons-
ions négatifs; elle doit donc, d'après cela, posséder une température
très élevée. C'est une condition d'existence de l'arc : son existence
eiigeque sa cathode soit placée dans un état de température si élevée
qu'il en résulte un rayonnement intensif d'électrons-ions négatifs
(m,p. 687).

Toutes les expériences faites jusqu'à présent montrent qu'en fait
la base cathodique de l'arc possède une très haute température. Le
mercure liquide y est porté au blanc (VI, p. 700). Si l'on empêche la
cathode de prendre une température élevée, Tare ne s'allume pas ou
ne se maintient pas. C'est ainsi qu'on ne peut pas le faire jaillir d'une
cathode tournant de façon à être refroidie, ni d'une cathode formée
par un électrolyte de température basse comme une solution de sul-
fate de zinc (V, p. 205).

Ainsi, pour que la base cathodique de l'arc rayonne d'une façon
permanente des électrons-ions négatifs, elle doit aussi d'une façon
permanente être chauffée à une haute température. Cette condition
est réalisée grâce aux ions positifs qui viennent frapper ce point avec
une grande énergie cinétique. Ceci n'est possible d'une façon durable
que si la disparition des ions positifs est compensée sans cesse par
la formation d'ions positifs nouveaux devant la cathode pour eutre-
teoir le courant.

§ i. — Origine des ions positifs à la cathode. — Chnte cathodique.

Les ions positifs de l'arc ne sont pas envoyés par l'anode, car tout
arc peut exister sans que son anode soit même échauffée au rouge
(V, p. 205).

Lorsqu'un arc présente une couche lumineuse anodique et une
colonne positive, il se produit bien en ces points des ions positifs par
le choc d'électrons-ions négatifs (§2); mais ce ne sont pas nécessai-
rement les lieux d'origine des ions positifs qui échauffent la base ca-
thodique de l'arc puisque celui-ci peut exister sans présenter ces deux
parties (VII).

La région où se produisent les ions positifs agissant sur la cathode
c'est l'aigrette cathodique. Ilss'yforment par le choc des électrons-ions
négatifs qui arrivent de la base cathodique de l'arc. Puisque ceux-ci

S. P. 48

7^4 J. STARK.

oat aécessaîremenl une énergie cinétique déterminée pour pouvoir
produire Tionisation, ils doivent donc parcourir de la cathode àl'in-
lérieur de cette aigrette une chute de potentiel minimum qui est leur
potentiel d*ionisation pour la vapeur correspondante. Cette chute de
potentiel, la chute cathodique, doit donc nécessairement exister si
les ions positifs se forment devant la cathode. L'existence de celle
chute cathodique et la haute température de la base cathodique du
courant sont donc deux conditions indispensables pour la formation
de Tare. La première doit être remplie pour qu'il se forme devant la
cathode des ions positifs, la seconde pour que celle-ci émette des ioas
négatifs.

Puisque cette chute cathodique de l'arc représente un potentiel
d*ionisation nous devons nous attendre à ce qu'elle soit indépendant^
de rintensité du courant, de la température et de la pression del^
vapeur, comme le montrent la théorie (voir le Mémoire précédent r?
§5) et les mesures; par contre elle dépend du métal de la cathode er •
elle est caractéristique de l'élément chimique correspondant (VII).

§ 5. — Chute anodiqae.

Tandis que le mécanisme de la formation réciproque des ionspo—
sitifs et négatifs assigne à la chute cathodique de l'arc une valeur
constante, la chute du potentiel à l'anode est au contraire un phéno-
mène secondaire variable avec des circonstances secondaires. Cette
chute de potentiel est nécessaire pour que les ions positifs soient
poussés constamment par la force électrique hors de la couche de
vapeur entourant Fanodc. Il y a trois cas principaux à distinguer
pour sa valeur.

I** L'anode peut être solide et non fortement échaurtee, et la
cathode assez prés pour que l'anode soit touchée par l'aigrette catho-
dique. Dans ce cas il se forme constamment et immédiatement
devant l'anode, et sous l'action des électrons-ions négatifs venant de
la cathode, des ions positifs nouveaux pour compenser la disparition
de ceux qui partent. La chute anodiquc est donc faible, c'est ainsi
qu'elle atteint à peine 3 volts dans la vapeur de mercure avec une
anode de fer refroidie pour un courant de 5 ampères (Vil).

2" L'anode peut ne pas être portée au rouge et ne pas être atteinte
par l'aigrette cathodique. Dans ce cas elle est recouverte de la couche
anodique et la chute anoditpic doit être maintenant assez grande
pour que les éleclrons-ions négatifs qui subissent cette variation de

LE MÉCANISME DE l'ARC ÉLECTRIQUE. 755

potentiel produisent des îons positifs par leur choc immédiatement à
la surface de l'anode. Elle doit donc être au moins égale à la chute
cathodique, par exemple à 6,5 volts dans la vapeur de mercure au
contact du mercure liquide (Vli).

3" L'anode peut être recouverte de la couche anodique et être
portée au rouge blanc. Dans ce cas il se produit à sa surface, par
suite de la haute température une force électromotrice intérieure
qui tend à repousser les électrons-ions négatifs dans Tespace occupé
par la vapeur, contrairemeat a l'action du courant. Cette force con-
traire doit donc être compensée par une augmentation de la chute de
pi>lentiel à Tanode. Celle-ci s'abaissera d'ailleurs si l'on refroidit
l'anode (V, p. 269; VII).

§ 6. — Potentiel minimam de l'arc.

On appelle ainsi la différence de potentiel des électrodes lors-
qu'elles sont placées aussi près que possible l'une de l'autre. L'exis-
tence de ce potentiel minimum qui doit exister entre les électrodes
pour que l'arc se produise résulte évidemment des deux conditions
que nous venons d'expliquer : Une chute de potentiel cathodique de
valeur déterminée et déplus une certaine chute anodique. Le potentiel
minimum (m) de l'arc est donc égal à la somme de la chute catho-
dique (A: ) et anodique (fi). Dans l'expression

m = k -¥■ a

/est constant, a et par conséquent /// varient suivant les conditions
secondaires de l'expérience. La valeur de m est de i3 volts pour un
arc au mercure avec anode de mercure entourée de la couche ano-
dique; elle est de 8 volts pour une anode de fer atteinte par l'aigrette
cathodique.

SUR LES EFFETS ÉLECTRIQUES ET MAGNÉTIQUES

PRODITTS PAR LE MOUVEMENT DES CORPS ÉLECTRISÉS,

Par J.-J. THOMSON.
Traduit de l'anglais par Edouard SALLES.

Phitasophical Magazine, h* série, l. XI, 1881, p. aag.

§ L Dans de très intéressantes expériences récemment exécutée*
par M. Ci*ookes (Phil. Trans., 1879, i" et 2* parties) et le docteiM r
iioldstoin {PhiL Mag,, septembre et octobre 1880) sur les décharger î>
ôlcctriques dans les gaz très raréfiés, les particules de matière posst3'
iUut une charge électrique considérable et se déplaçant avec dc?^
\itosses très grandes constituent le caractère proéminent des phéno-
mènes; une grande partie des recherches consiste en expériences
Hur Faction des particules Tune sur l'autre, et sur reffet qu'un aimant
poul avoir sur elles. Il semble, par suite, intéressant, à la fois comme
iiiisie à l'épreuve de la théorie et comme guide pour les expérience>
futures, d'édifier une théorie de l'action électrique et de trouver par
Mm aide quelle est la force exercée entre deux corps électrisés, quelle
t»sl la force magnétique subie par un tel corps en mouvement, et de
ipielle façon le corps est influence par un aimant. Ce Mémoire est un
eHsai de résolution de ces problèmes, prenant comme base la théorie
ilonnée par Maxwell d'après laquelle les variations de déplacement
électrique dans un diélectrique produisent des effets analogues à ceux
produits par les courants ordinaires circulant dans des conducteurs.

Pour simplifier les calculs nous supposerons sphériques les corps
qui se déplacent.

§ 2. Le premier cas que nous considérerons est celui d'une sphère
chargée se déplaçant dans un espace illimité rempli par un milieu de
pouvoir inducteur spécifique K.

SUR LES EFFETS ÉLECTRIQUES ET MAGNÉTIQUES. ySy

La sphère chargée produira un déplacement électrique à travers
le champ, et, comme la sphère se déplace, la grandeur de ce dépla-
cement en un point quelconque variera. Maintenant, selon la théorie
de Maxwell, une variation dans le déplacement électrique produit
le même effet qu'un courant électrique, et comme un champ dans
lequel existent des courants électriques est un siège d'énergie, le
mouvement de la sphère chargée exige par suite une dépense d'éner-
gie, et par conséquent la sphère chargée doit éprouver une résistance
quand elle se meut dans le diélectrique. Mais, comme la théorie de la
variation du déplacement électrique ne tient pas compte de quoi que
ce soit correspondant à la résistance des conducteurs, il n'y aura pas
de dissipation d'énergie dans le milieu, par suite la résistance ne
peut être analogue à une résistance ordinaire due au frottement, mais
doit correspondre à la résistance que subit théoriquement un solide
se déplaçant dans un fluide parfait. En d'autres termes, elle doit être
équivalente à un accroissement de la masse de la sphère chargée que
nous allons calculer maintenant.

L'auteur, dans la première partie du calcul, évalue le champ électrique qui
accompagne la sphère électrisée en mouvement et raccroissement de la masse

i5 a
fia charge de la sphère et a son rayon.

({D'il trouve égal à ■^- — (*), {x étant la perméabilité magnétique du milieu,

.... Ainsi, si m est la masse de la sphère, toute l'énergie cinétique
sera donnée par ( 7- 4- A ^— -)/>^ et l'effet de l'électrisation est le

même que si la masse de la sphère était accrue de -r - — ou 4: [x K'-* V^ a

si V est le potentiel de la sphère et p sa vitesse.

Pour nous faire une idée de ce que l'accroissement de la masse
pourrait être dans le cas le plus favorable, supposons la terre électrisée
au potentiel le plus élevé possible sans qu'une décharge ait lieu, et
calculons l'accroissement de masse qui en résulte. Selon les expé-
riences du docteur Me. Farlane, publiées dans le Philosophical
Magazine de décembre 1880, la force électrique dans l'air aux tem-
pératures et pressions ordinaires ne doit pas dépasser 3 x 10'* unités
électromagnétiques. La force électrique, immédiatement en dehors de

( ^) Par suite d'une erreur de calcul le professeur J.-J. Thomson a écrit -/^ au lieu
de }. (A'o/e du traducteur.)

758 J.-J. THOMSON.

la sphère, est -* par suite la valeur la plus grande de V est 3 x lo** x^,

a étant le rayon de la terre. Portant cette valeur pour V, avec [a = i ,

K= r:: et rt = 6,4 X lo*. nous aurons pour la valeur de l'aug--

mentation de masse 7 x lo* grammes, ou 65o tonnes environ : cetle
masse est absolument insignifiante comparée à celle de la terre.

Pour des sphères de ditrérentes dimensions, la plus grande augmen-
tation de masse varie comme le cube du rayon, par suite le rapport
de cet accroissement à la masse totale de la sphère est constant pour
toutes les sphères formées de la même matière et, pour les sphères
de matières différentes, le rapport varie en raison inverse de la densité
de la matière employée.

Si le corps se déplace de façon que ses vitesses parallèles aux axes
des x^y^z soient y>, y, r, il est évident que l'effet de l'électrisation sera
équivalent à un accroissement de ji^YL'^\^a{p^-\-q^-\- r-) dans la
masse de la sphère.

§ 4. Le fait qu'un corps en mouvement électrisé produit un poten-
tiel vecteur dans le champ à travers lequel il se déplace, suggère une
théorie possible de la cause de la phosphorescence verte observée dans
les tubes à vide au moment où le courant de molécules frappe le
verre, théorie différente de celle émise par M. Crookes. On voit
d'après le calcul ci-dessus qu'une particule en mouvement produit un
potentiel vecteur dont la valeur dépend de la vitesse du corps en
mouvement. Maintenant, quand une particule frappe directement le
verre, sa vitesse est renversée et le potentiel vecteur change de signe;
ainsi pendant le temps court occupé par la collision le potentiel
vecteur doit changer très rapidement. Mais un changement dans le
potentiel vecteur produit une force électromotrice correspondante, et
le verre contre lequel fi*appent les molécules est soumis à une force
électromotrice rapidement variable. Et, si la théorie électromagné-
tique de la lumière de Maxwell est vraie, ceci est justement ce qui
doit se passer quand un rayon lumineux la rencontre, ce qui est la
méthode ordinaire d'exciter la phosphorescence. La loi énoncée par
Stockes, que la période de vibrations excitant la phosphorescence est
plus faible que la période d'émission de lumière, nous amène à sup-
poser qu'à un moment de la collision la vitesse de la particule en
mouvement change plus rapidement que dans la vibration de la lumière
verte; il n'y a rien d'impossible à ceci toutefois dans l'état actuel
de nos connaissances. Ceci éclaircirait aussi la difficulté suivante.

SUR LES EFFETS ÉLECTRIQUES ET AIAGNÉTIQUES. 759

Puisque nous avons toute raison de supposer discontinue la décharge
dans un tube à vide, le potentiel vecteur dû à réiectricilé se dépla-
çant dans le tube doit varier, produisant dans tout le tube une force
élcclromotrice variable ; l'action de la charge sur les électrodes pro-
duira également une autre force électromotrice variable. Maintenant
on peut se demander si la théorie énoncée ci-dessus est vraie, pour-
quoi celte force électromotrice variable ne rend-elle pas tout le tube
phosphorescent, au lieu que la phosphorescence soit confinée au
point où le courant de molécules frappe le verre. De plus, Spottis-
woode et MouUon ont montré (P/iiL Trans. de 1879, 2* partie),
que le temps occupé par la décharge négative est plus grand que le
temps mis par les particules à parcourir la longueur du tube, par
suite, si même nous faisons la supposition ei^travagante que ces molé-
cules se déplacent avec une vitesse aussi grande que celle de la
lumière, le temps mis par la décharge, et par conséquent la période
de la force électromotrice serait plus grande que la période de vibra-
lion de la lumière de longueur d'onde égale à la longueur du tube, et
celle force électromotricc, d'après la loi de Stokes, ne pourrait pro-
duire aucune phosphorescence lumineuse (*).

§ 5. L'auteur calcule la force exercée par un champ magnétique sur la
sphère en mouvement.

.... Ces forces sont les mêmes que celles qui agiraient sur Tunité de longueur
don conducteur placé au centre de la sphère, transportant un courant dont

les composantes sont •!— ^ ^—^ — — (*). La force résultante est normale à la

direction du mouvement de la sphère et à l'induction magnétique, et si u) est
la vitesse résultante de la sphère, 0 l'angle de la direction de son mouvement
Cl la direction de l'induction magnétique, la grandeur de la force est

■--u)/a*-+- b'->r c* sin6, a, A, c étant les composantes du champ magnétique.

11 sera utile d'essayer de calculer la valeur de reiïet de cette force sur une
particule d'air en mouvement dans un tube évacué; toutefois notre connais-
^oce de la grandeur de plusieurs des quantités nécessaires est si vague que
notre résultat doit être seulement considéré non pas comme ayant une valeur
^oaotitative, mais bien comme montrant que la force est d'un ordre suffisam-
loent élevé pour produire des effets appréciables.

(') Ceci, écrit en 1881, parait encore être la meilleure explicatico de la production
<ies rayons de R6Qt;;en par la perturbation que produit dans le champ le changement
<!< vitesse d^une particule cathodique. La découverte de Hôntgcn ne date que de 1896.

{Note du traducteur,)
(') Le^ qui figure ici ne devrait pas exister et résulte d'une erreur matérielle dans
/es calculs. ( Note du traducteur. )

760 J.-J. THOMSON. — SUR LES EFFETS ÉLECTRIQUES ET MAGNÉTIQUES.

Supposons que la masse d'une molécule d*aîr est io~** dans le système
C. G. S., que a, le rayon de la molécule, est io~'', que comme précédemment
c = K X 3 X io"a* = K X 3 X 10-' (cette valeur est probablement beaucoup
trop faible), et comme nous ne savons rien de la vitesse des particules
chargées supposons cette vitesse égale à celle des molécules d'air, c'est-à-dire
4 X 10*, soit de plus 10' la valeur du champ [magnétique dans lequel le tube
est placé. D'après la formule l'accélération de la particule d'air quand la force
magnétique est à angle droit de sa trajectoire est d'environ lo-?^ accélération
qui pourrait produire une déviation d'environ a""" par décimètre de trajec-
toire et par suite facilement observable. Les expériences de M. Crookes et
d'autres nous montrent jqu'un aimant produit des déviations très marquées
des courants moléculaires et la direction des déviations (PAiV. Trans., i" par-
tie, p. i34 et i36) s'accorde bien avec les formules (5) si nous supposons que
les particules projetées du pôle négatif sont chargées négativement.

§ 6. L'auteur, dans ce paragraphe, s'occupe de déterminer Taction d'une
particule chargée sur une autre et arrive à des résultats analogues à ceu\
donnés par la loi électrodynamique de Clausius.

DECHARGE DE L'ÉLECTRICITÉ

PRODUITE PAR LES RAYONS DE RÔNTGEN;

IFFETS PRODUITS PAR CES RAYONS SUR LES DIÉLECTRIQUES

QU1LS TRAVERSENT,

Par J.-J. THOMSON.

Société Royale de Londres ^ i3 février 1896,
Journal de Physique, 3* série, t. V, p. i65.

Les rayons de Rontgen, tombant sur des corps électrlsés, leur font
perdre rapidement leur charge, qu'elle soit positive ou négative. La
disposition que j'ai employée pour étudier cet effet est la suivante :
la bobine de Ruhmkorff et le tube à vide qui servent à produire les
rayons sont placés à l'intérieur d'une grande caisse d'emballage, qu'on
a recouverte d'une feuille d'étain pour protéger, par un écran, l'élec-
Iromètre de toute perturbation électrostatique que pourrait causer
l'action de la bobine. L'aiguille de l'électromètre est suspendue à un
fil de quartz; comme il n'y a aucune force magnétique antagoniste,
celte aiguille n'est pas influencée par des variations dans l'aimantation
du noyau de la bobine.

Le tube à vide est placé de telle façon que la partie phosphorescente
soit à environ i,5 pouce du couvercle de la boîte ; un trou d'environ
• pouce de diamètre permet aux rayons de sortir de la boîte; une
feuille d'aluminium ou d'étain mince recouvre le trou. La lame élec-
irisée, qui est un peu plus grande que le trou, est placée hors de la
koîte, environ à 2 pouces au-dessus, et les rayons tombent sur elle
après avoir traversé l'ouverture. La lame est maintenue en communi-
cation constante avec un des quadrants d'un électromètre; on isole
les quadrants et la lame avec le plus grand soin. L'isolement était
assez bon pour qu'il n'y eût aucune perte appréciable quand la bobine
ne fonctionnait pas. Voici maintenant comment on opérait : les deux
paires de quadrants sont réunies, et l'on charge la lame à un potentiel
^levé, par un électrophore, ou en la mettant en communication, pen-

7^^ i.-J. THOMSOX.

dant quelque temps. a\er une ;:rande haUerie de pelits accu mu la leurs.
I^s quatre quadrants de lélectromèlre sont alors au même potentiel.
On sépare les deux paires de quadrants: si l'isolement est bon, les
potentiels resteront les mêmes, et il n*v aura pas de dé\iation de
réleclromètre; dans nos expériences, la perte est si faillie que, dans
ces conditions, le mouvement de la tache lumineuse est à peine per-
ceptilile. Si maintenant on dirige les rayons de Rontgen sur la lame,
il se produit une déperdition brusque d'électricité, le potentiel des
quadrants reliés à la lame varie et, en quelques secondes, la tache
lumineuse renvoyée par le miroir de Télectromètre est projetée au delà
de l'échelle. Cette déperdition d'électricité se produit quel que soitic
signe de Télectrisation; quand la plaque est sans charge au début, il
il m'a été impossible de mettre en évidence une charge quelconque
qu'elle aurait acquise par l'exposition à ces rayons. Quand on porte
la lame à un potentiel élevé, la déperdition est un moyen extrêmement
délicat de déceler ces rayons, beaucoup plus sensible qu'aucune
plaque photographique que je connaisse. J'ai observé que ces rayons
produisent des effets distinctement perceptibles sur une lame chaînée
après avoir traversé une lame de zinc d'un quart de pouce d'épaisseur.
L'emploi de la lame chargée et de l'électromètre est beaucoup plus
expéditif que celui de la jdaque photographique, et se prête beaucoup
plus aisément aux mesures quantitatives.

Pour déterminer comment l'émission des rayons de Rontgen
dépend du degré de vide du tube, on a relié le tube à la pompe et l'on
a observé la perte a divers degrés de vide; aucune déperdition ne s'est
manifestée tant que la pression n'a pas été assez basse pour que des
lueurs phosphorescentes apparaissent sur le verre, et, même après
l'apparition de ces lueurs, la perte est restée faible, tant que l'éclat de
la bande positive a été considérable ; ce n'est qu'après la disparition
de cette bande que la décharge de la lame est devenue rapide.

Pour obtenir le maximum de sensibilité, il faut évidemment charger
la lame à un potentiel aussi haut que possible. La perte due aux rayons
se produit cependant quand le potentiel de la plaque ne dépasse pas
celui de la lame d'étain, de plus de 3 ou 4 volts, et je n'ai jusqu'ici
observé aucun phénomène qui puisse laisser croire à l'existence d'une
limite inférieure de la différence de potentiel au-dessous de laquelle
la déperdition cesserait de se produire.

Cette déperdition diffère de celle qu'occasionnent les rayons ultra-
violets, dont MM. Elster et Geilel ont démêlé les lois, par plusieurs
caractères essentiels; d'abord la lumière ultra-violette ne décharge

DECBIBGB DE L*ÉLECTfiICITÉ PRODUITE PAR LES RAYONS DE RÔ.NTGEN. jGS

que les corps éleclrisés négativement, tandis que les rayons de
Rôntgen agissent quel que soit le signe de la charge. De plus, reflfet
de la lumière ultra- violette n'est considérable que quand le corps
éleclrisé est un métal fortement électropositif, avec une surface propre.
Les effets des rayons de Rontgen sont, au contraire, très marqués,
qael que soit le métal, et se produisent quand la lame est plongée
dans un diélectrique solide ou liquide, aussi bien que quand elle est
dans l'air. J'ai recouvert la lame métallique de paraffine solide, de
soufre solide, je l'ai mise à l'intérieur d'une masse d'ébonite, je l'ai
placée entre deux lames de mica, je l'ai plongée dans un bain d'huile
de paraffine : dans tous ces cas et bien que l'isolement f lit pratiquement
parfait, quand l'isolant n'était pas traversé parles rayons de Rontgen,
el que la différence de potentiel entre la lame et le métal qui recou-
nuit la bojte ne fût que de lo à i5 volts, la charge de la lame métal-
lique se perdait néanmoins dès que les rayons de Rontgen pénétraient
dans l'isolant. J'ai trouvé que l'électricité s'écoule delà lame, même
quand Tespace qui la sépare des conducteurs les plus voisins mis à la
terre, est entièrement rempli de paraffine solide; il faut en conclure
que, quand les rayons de Rontgen traversent un diélectrique, ils le
rendent conducteur pendant la durée de leur passage et que tous les
corps deviennent conducteurs, quand ces rayons les traversent. Le
passage de ces rayons à travers un corps semble donc être accompagné
d'une décomposition de ses molécules, qui permet le mouvement de
réiectricité, par un mécanisme analogue à celui du passage du cou-
rant dans un électrolyte. En employant un bloc de paraffine solide,
dans laquelle étaient plongés deux couples d'électrodes, les unes
parallèles, les autres perpendiculaires aux rayons de Rontgen, j'ai
rouvé qu'il n'y a que très peu de différence entre les vitesses de dé-
erdition, parallèlement et perpendiculairement aux rayons.

SUR

LE PASSAGE DE L'ÉLECTRICITÉ A TRAVERS LES GAZ

QUI ONT ÉTÉ EXPOSÉS AUX RAYONS DE RÔNTGEN,

Par J.-J. THOMSON kt E. RUTHERFORD.
Traduit de l'anglais par H. BËNARD.

Philosophical Magazine, 5* série, t. XLII, novembre 1896, p. 393-407*

Grâce à la facilité avec laquelle un gaz, d'abord soumis, puis sous-
trait à l'action des rajons de Rontgen, devient isolant, après s'èlre
comporté comme un conducteur, l'emploi de ces rayons constitue un
excellent moyen d'étudier la conduction de l'électricité à travers les
gaz, et l'étude des gaz pendant qu'ils sont encore dans l'état où ils ont
été mis par les rayons, promet de fournir des résultats importants
dans cet ordre d'idées.

Nous allons exposer ceux que nous avons obtenus dans une série
d'expériences entreprises par nous depuis quelques mois, sur le pas-
sage de l'électricité à travers les gaz exposés à l'action de ces rayons.

Un gaz conserve sa propriété de conducteur pendant un temps
court après que les rayons ont cessé de le traverser. On peut le voir
facilement à l'aide d'une électrode chargée, protégée contre l'influence
directe des rayons : ceux-ci passent, en sortant du tube à vide, à
travers une fenêtre d'aluminium ménagée dans une boite couverte de
feuille de plomb ; dans ce cas, il n'y a pas de déperdition quand l'air
est en repos au voisinage de l'électrode; mais celle-ci se met immé-
diatement à fuir si l'on vient à souffler sur elle à travers l'espace situé
au-dessus de la feuille d'aluminium.

Pour examiner ce point avec plus de détails, nous avons employé
l'appareil suivant.

Un vase clos en aluminium était placé en face de la fenêtre tra-
versée par les rayons. Un tube, à travers lequel on pouvait souffler de

SUB LE PASSAGE DE L ELECTBICITE A TRAVERS LES GAZ RONTGENISKS. 765

^'l'air à l'aide d'un soufflet, conduisait à ce récipient : la vitesse du
curant d'air à travers le tube était mesurée à l'aide d'un compteur à
placé en série avec le tube : un tampon de coton de verre, dis-
isé dans le lube conduisant au récipient, retenait les poussières.
/air quittait le récipient en aluminium par un autre tube portant à
^son extrémité le dispositif destiné à mesurer la vitesse de déperdition
(.de l'électricité (ordinairement un fil métallique chargé à un potentiel
élevé placé dans l'axe d'un tube métallique traversé par le courant
gaxeux, le tube étant relié à la terre, et le fil à l'une des paires de
quadrants d'un électromètre). Ce dispositif était soigneusement pro-
l^é contre l'action directe des rayons, et il n'y avait pas de déperdi-
\ lion tant qu'un courant d'air ne passait pas à travers l'appareil ; quand
on produisait le courant d'air, la déperdition était considérable, mon-
trant que l'air soumis aux rayons conservait ses propriétés conduc-
trices pendant le temps (environ o*, 5) qu'il mettait à aller du vase
d^aluminium à l'électrode chargée.

Nous nous sommes demandé si l'on détruirait la conductibilité du
gaz en le chauffant dans l'intervalle compris entre l'endroit où il était
tournis à l'action des rayons et celui où l'on mesurait sa conductibi-
LEté. Pour cela, nous avons inséré sur le trajet un bout de tube de
|K>rcelaine, que l'on chauflait à blanc; le gaz, à la sortie de ce tube,
était si chaud, qu'il était à peine supportable à la main : cependant la
conductibilité n'était nullement altérée. Mais, si l'air est soudflé bulle
à bulle à travers l'eau, toute trace de conductibilité semble dispa-
Taitre. Il en est de même si l'on force le gaz à traverser un tampon
de coton de verre, bien que la vitesse du courant fût maintenue iden-
tique à celle d'une expérience donnant une déperdition rapide; au
contraire, si le même tampon était inséré dans le système de tubes
avant que le gaz eût atteint le récipient où il était soumis à l'action
des rayons de Rontgen, la conductibilité n'était pas diminuée. Cette
expérience semble montrer que la structure en vertu de laquelle le
gaz conduit l'électricité est d'un caractère tellement grossier qu'elle
est incapable de résister au passage à travers les étroits interstices
d'un tampon de coton de verre. Un écran de fine toile métallique ou
de mousseline ne semble pas modifier la conductibilité.

On obtient un résultat très suggestif en faisant passer un courant
d'électricité à travers le gaz pendant son trajet compris entre le réci-
pient d'aluminium où il est exposé aux rayons de Rontgen et l'en-
droit où Ton examine sa conductibilité. Nous avons fait cet essai en
insérant dans le circuit un tube métallique le long de l'axe duquel

r— TEU 10.

". - -zi '.mu- ' rii* i*l-
- - • - - i"_^' à

._— -. i[^T:-*_.i-i j**

--.:. ■--■u-'i :■• .rL:e

■ » _ ^^ • - - — ^ ■ **

. _ . . .1' .*\ •

-- .. - «.: :■ .- ^.:- : :- -i :.i:j'lî-

. _ . .1.- -- " 1 .rT » . .^- : îUi**"

- - ::i- :;.,-- r i iv liicilé

•

. . -• -^r -_-•:■ isriur ni •.e qo

■

._::-..-■ i-z. .'--.z-r* et nous lavons

• •• - :- : - .- I -: - ..--.T-î-rLt »in moven de com-
..• -.•,'- • . - t il .12. P-ur cold, premlre un fil

* . -. ■ -1- .:r \-àT ijn tube ile suhslance

• - t - t • . • - '-. - 1 un i:ranJ récipient mélal-
-'..'.'' • .. •■: -^ / .:i \ienl ma in lena ni à souffler

'. •--•-- .T ir iir r .iitj»fni?é. l'éleclronulrc sera
*' '•' '•'.;.'...> -; .- r j-z. î 1 înl'-M^'ur ilii récipient, est chargé
'î >')/ ' im' ./ «j >.. : --. ,:.. :^ p .fif.'.n <ijnt arrêtés et le gaz expulsé
'I'* //'ip»Mii 1.1 'Ij.ff^"- •jj-f,;frHit. iJàiis ces expériences, nous avons
pM : 'II.: pr/r ,iiitf/,n- iouttr Id [loiissière.

I.' I.iii «pli- !<• p;i-n;f;.^4r «l'un rdiinint crélectricité à travers un gaz
mi'ImmI -im <ffi(|ifriiliilit/', f'\plif|iie une j)n)priélé très caractéristique

• M- lu ili'pi'f (liiMMi (rélcriririié [>iir l'intermédiaire des j;:az ronlgeni>és:
i I »l ipn . piMu uiir Ifilcii^ilé donnée d(î la radiation, le courant Ira-
^M Miul Ir |;ii/ iir iL'pii^sc pjis Mil certain niaxiniuin, quelle que soit la
'"" •■ • »• • 'iiMunh iri' : if (MMir.nil tlcvienl pi>ur ainsi dire Siilurc. Ij

• loiijii .iii\.iiti«* niouin* l.i relation entre la force éleelronioirioo j'OrUv

tVm LB PiSSaCB PB L'BLEGTHIClTi A TRAVERS LES GAZ RfiNTCEMSÉS. 767

en abscisses et le courant porté en ordonnées. Il est évident que
leelte saturation doit se produire si le courant détruit le pouvoir

tnducteurdu gaz, et que le courant maximum ou de saturation sera
ttlui qui détruit la conductibilité avec la même vitesse que les rayons
«fiônlgea la produisent. Si nous regardons le gaz comme un élec-
kolne, le passage d'une quantité e d'électricité détruira - particules
^tondue tri ce s, e étant la charge portée par une seule de Cfs parti-
nles. Soient :

* le nombre de particules conductrices par unité de volume du gaz ;
9 le nombre de celles qui sont produites en i seconde par les rayons;
Kl* le nombre de celles qui disparaissent par unité de temps, indé-
pendamment du passage du courant ;
i le courant à travers l'unité de surface du gaz ;
/ la distance entre les électrodes.

On a

le sorte que, dans l'état permanent du gaz, il

Ouand le courant est faible, cette équation il

comme le nombre des particules conductrices est indépendant dn
mrant, celui-ci sera proportionnel ù la force électromotrice, Ceui
irrespood à la partie rectiligne de la courbe.

768 J.-J. THOMSON BT B. BUTHERFORD.

En général, le courant est proportionnel à /t, nombre de particules
conductrices, et à la chute de potentiel par unité de longueur. Si E
désigne la différence de potentiel entre les plateaux, U la somme des
vitesses des particules chargées positivement et négativement pour une
chule de potentiel par unité de longueur égale à l'unité, nous avonâ

. /ieUE li

,= __ ou n=^çj^.

Si Ton substitue la valeur de n dans Téquation (2), on obtient

On voit par là que i a pour limite qzL Ainsi, le courant limite est
proportionnel à la distance comprise entre les électrodes ; de sorte qu'en
approchant de la saturation, le courant limite ira en croissant, si la
distance séparant les électrodes croît, et l'on obtient ce résultat,
paradoxal à première vue, qu'une mince couche d'air présente une
résistance plus grande au passage de l'électricité qu'une plus épaisse.
On s'en rendra compte aisément, toutefois, si l'on se rappelle que le
courant détruit la conductibilité et qu'une couche plus épaisse con-
tenant plus de particules conductrices, le courant nécessaire pour le»
détruire toutes sera plus intense.

Les expériences montrent que la distance entre les électrodes (deux
plateaux parallèles) a une action très marquée sur le courant. Les
Tableaux suivants montrent le résultat de quelques expériences
effectuées à ce sujet :

Différence de potentiel entre les électrodes 60 volts.

Distance
entre les électrodes Courant

(en millimétrés). (échelle arbitraire).

0,10 9

0 , l 'A 1 5

o , ';>5 -21

0,5 37

1,0 5o

1,^) 62

3 9»

8 110

Avec cette grande différence de potentiel, le courant était saturé
dans toutes les expériences.

SUR LE PASSAGE DB L*BLECTRICITÉ A TRAVERS LES GAZ RÔNTGBNI8É8. 769

Le Tableau suivanl contient les mesures faites avec une faible diffé-
rence de potentiel :

Différence de potentiel entre les électrodes i"*",3.

Distance
entre les électrodes Courant

(en millimètres). (échelle arbitraire).

o,25 10

0,75 32

2 48

3 53

8 53

18 40

Dans ce cas, Teffel de la distance n^est pas si bien marqué que
iians le précédent où la force électromotrice était suffisante pour
saturer le courant à toutes les distances.

La mesure de la vitesse de déperdition, quand le courant est
saturé, nous permet d'évaluer le nombre de particules conductrices
pr^ntes dans le gaz ; car, dans ce cas, le nombre de particules con-
dactrices produites par les rayons dans l'unité de temps est égal à la
quantité d'électroljte détruite par le courant pendant le même temps.
Prenons le cas de l'hydrogène. Quand le courant était saturé, la
vitesse de déperdition entre les deux plateaux ayant chacun environ
lo*"' de superficie et situés à une distance de i*^"*, était d'environ
I volt par seconde, une capacité d'environ So*^*" étant reliée à l'élec-
tromètre. Ainsi la quantité d'électricité passant entre les plateaux en
I seconde était d'environ io~* unités électrostatiques, ou jXio'*
unités électromagnétiques et cette quantité est suffisante pour élec-
trolyser tout le gaz électroly tique produit par les rayons de Rontgen.
Maintenant, une unité électromagnétique d'électricité met en liberté
io~* grammes d'hydrogène, ou environ i*""' à la température et sous
la pression ordinaire de l'atmosphère. Par suite, ^ x lo** unités élec-
tromagnétiques correspondent à un nombre à peu près égal de centi-
mètres cubes d'hydrogène; le volume de l'espace compris entre les
électrodes était d'à peu près lo*^™', de sorte que, dans cette expérience,
la fraction du gaz électrolysé était seulement ~ x 10"*=*, c'est-à-dire
un irois-trillionième de la quantité totale de gaz. il n'est pas sur-
prenant que nous ayons trouvé des résultats négatifs dans les quelques
expériences faites par nous pour voir si un gaz transmettant des
rayons de Rontgen ne subit aucune variation de pression. Le calcul
S. P. 49

770 J.-J> THOMSON ET E. BUTHERPORD.

précédent donne le nombre moyen de particules conductrices; si la
conductibilité n'est réalisée que par intermittences, il peut y avoir, à
certaines époques, un nombre bien plus grand de ces molécules
présentes. Il est probable qu'en tout cas, quand le courant est saturé,
le pouvoir conducteur est intermittent. L'action de la bobine em-
ployée pour faire passer la décharge à travers le tube à vide est inle^
mittente; si donc, entre le passage de deux décharges, la conducti-
bilité a le temps de disparaître (et la vitesse avec laquelle elle dispa-
raît est très grande quand un courant passe à travers le gaz), le gai
sera alternativement isolant et conducteur.

L'expérience suivante est expliquée par le caractère intermittenl
de la décharge. Le gaz soumis à l'action des rayons de Rôntgen était
contenu à l'intérieur d'un morceau de tube de plomb ouvert aux
deux bouts; ce tube était relié à l'une des extrémités d'une batterie
dont l'autre extrémité était mise en communication avec un fil métal-
lique placé suivant l'axe du tube. En soufflant, on faisait circuler de
l'air à travers le tube et l'on trouvait que, lorsque le courant entre le
fil et le tube était faible, la circulation de l'air le diminuait notable-
ment, tandis qu'un courant voisin de la saturation était à peine
influencé par la manœuvre du soufflet. Quand le courant était in-
fluencé, le gaz chassé hors du tube était conducteur; quand le courant
n'était pas modifié, le gaz n'était pas conducteur. Si le gaz avait été
exposé à une radiation d'intensité constante, le courant d'air ne
l'aurait pas modifié, à moins que le temps pris par le gaz pour devenir
conducteur sous l'influence des rayons ne soit comparable au temps
employé par le gaz pour aller d'un bout à l'autre du tube; ceci est
inadmissible, étant donné ce que nous savons par d'autres expériences
sur la rapidité d'action des rayons. Mais si l'état du gaz est inter-
mittent, puisque le courant d'air continue quand les rayons n'agissent
plus, il entraîne du gaz qui est conducteur et, par suite, diminue sa
conductibilité moyenne.

Pour en revenir à l'équation (3), si I est la valeur de i pour E
infini, nous pouvons écrire l'équation sous la forme

(4) I-i = C^,

dans laquelle

^ = nji'

et ne dépend ni de E ni de i.

Nous avons observé la relation entre le courant et la force éleclro-

SUE LB PASSAGE OK l'bLBCTRICITÊ A TRAVBRS LES GAZ R5NTGBNI8BS. 77 1

motrice pour plusieurs gaz et pour différentes intensités des rayons
de Rontgen. La comparaison des résultats de ces expériences avec
i^é<|uation (4) est donnée dans les Tableaux suivants :

Les gaz employés ont été le chlore, l'air, l'hydrogène, le gaz d'éclairage,
rbydrogéne sulfuré et la vapeur de mercure. Les forces électromotrices
variant de i,4 ^ i4o» les valeurs numériques du courant observé et du courant
calculé à Faide de l'équation ( 4 ) concordent, avec des écarts relatifs non systé-
jDatiques atteignant rarement jq et généralement inférieurs à j^.

Comme ces mesures exigent que l'intensité de la radiation soit
maintenue constante pendant chaque série d'observations, condition
très difficile à réaliser, nous regardons l'accord entre la théorie et
Tobservation comme aussi satisfaisant qu'on pouvait l'espérer.

Nous avons vu comment la mesure du courant de saturation permet
d'évaluer la proportion des particules conductrices par rapport au reste
des molécules du gaz. Nous pouvons de plus, à l'aide de la courbe
représentant la relation entre le courant et la force électromotrice,
obtenir une évaluation de la vitesse avec laquelle ces particules se dé~
placent. Prenant l'équation (3)

nous chercherons à exprimer les coefficients à l'aide des quantités que
nos expériences nous permettent d'évaluer. Soit 1 le courant limite
pour une force électromotrice infinie, on a

SoitT le temps qui doit s'écouler après la suppression des rayons
pour que le nombre de particules conductrices tombe à la moitié du
nombre de celles qui existaient immédiatement avant cette suppres-
sion, aucun courant ne traversant le gaz. On a, d'après l'équation (2),
juste avant que les rayons cessent de tomber sur le gaz,

où N représente le nombre de particules conductrices présentes à cet
instant; quand les rayons ont disparu, on a

77^ I~<1* THOMSON BT E. RUTHERFORD.

OU bien

n N

Si / représente le temps écoulé depuis la suppression des rajons,
on a, pour ^ = T,

par suite

71= -,
•2

N=«T;

remplaçant N par sa valeur, nous obtenons

T»= —,

ou bien

I It

a =

T»y T»I

Remplaçant ^^ et a par les valeurs précédentes, l'équation (4)

devient

I — t _ /» i« e

ou bien

Donc, dans la partie rectiligne de la courbe, où i est petit comparé
à I, nous avons approximativement

(6) l--?^-

Maintenant -j- est la somme des vitesses des particules chargées

positivement et négativement dans le champ électrique unité. Par
suite, l'équation (6) montre que le courant et son maximum sontres-
pectivement dans le même rapport que le chemin parcouru par les
particules chargées pendant le temps T, et la distance qui sépare les
électrodes. Dans une expérience où /était d'environ i^"', la vitesse de
déperdition à travers l'air, pour une différence de potentiel de i volt^
était d'environ -^ de la vitesse maximum de déperdition; par suite^
les particules chargées devaient, pendant le temps T, se déplacer d'en*
viron -^ de centimètre. Le temps T dépendra de l'intensité de la ra-
diation; on pourrait le déterminer en mesurant la vitesse de déperdi-

m LB PAS8A6E DK l'KLSCTRICITB A TRAVEBS LBS CAZ BONTGENIBÉB. 77$

tion en difTéreats points du tube à travers lequel on soufilail le gaz
tflnducteur dans l'expérience citée au début.

Nous espérons pouvoir faire ces expériences et obtenir des valeurs
niclespourT; en attendant, des expériences grossières déjà faites,
Hus pensons pouvoir conclure queT était de l'ordre de ^ de seconde,
itecl'jatensité de radiation généralement employée. Ceci donnerait
pour les vitesses des particules chargées dans l'air environ o'"",3i)par
seconde pour une chute de potentiel de i volt par centimètre. C'est
*ne 1res grande vitesse comparée à celle des ions à travers un électro-
Ijle; loutefois elle est faible comparée à la vitesse avec laquelle un
itoine transportant une charge atomique se déplacerait dans un gaz à
la pression atmosphérique. Si nous calculons celte vitesse paria théorie
tin^lique des gaz, nous trouvons que pour l'air elle est de l'ordre
de io"' par seconde ; ce résultat semble indiquer que les particules
ditrgées dans le gaz soumis à l'action des rayons de Riintgen sont les
tenues d'un agrégat composé d'un nombre considérable de molécules.

La relation entre le courant et la force éleciromotrice donnée par
t'é<|uation(4) correspond à celle que donne l'expérience pour pla-
neurs gaz ; cependant elle ne montre pas une particularité que nous
1*009 souvent observée, spécialement quand la radiation était intense,
iuvoir l'existence d'une partie de la courbe où le courant crott plus
«le qu'il ne ferait si la loi d'Ohm était vraie ; c'est ce que montre la
porlioD EF de la courbe dans la figure a, qui représente la relation

entre le couranl et la force électromotrice pour l'hydrogène sulfuré.
Quand l'intensité des rayons de Kontgen est modifiée, le courant

n'est pas modifié de la même façon aux différents points de la courbe.
Quand on diminue l'intensité de ces rayons, le courant de satura-
tion est diminué dans une proportion plus considérable que le courant
correspondaal à de faibles forces électromotrices. C'est ce que montre

I.-J. THOHMN HT B. HUTHBBFOHD.

la figure suivante qui représente les courbes d'intensité du courant
en fonction de la force électro motrice à travers le chlore pour dilTé-
rentes intensités des rayons de Riintgen; la radiation faible était obte-

Flg. 3.

nue en interposant une plaque d'aluminium épaisse. On y a multiplié
les ordonnées relatives à la radiation faible de façon à faire coïncider
le courant de saturation de la radiation faible avec celui de la radia-
tion intense. On voit qu'après cette opération tout le reste de la
courbe se rapportant à la faible radiation est au-dessus de l'autre,
montrant ainsi que la diminution d'intensité de la radiation agit sur le
courant de saturation dans une plus forte proportionque sur les cou-
rants plus faibles. Le courant de saturation dépend seulement du
nombre de particules conductrices produites par les rayons ; pour le»
courants plus faibles, la diminution du nombre de molécules est com-
pensée dans une certaine mesure par l'augmentation du temps qu'elles
emploient à se recombiner ; par suite, T augmente quand l'intensité des
rayons diminue, de sorte que, ainsi que le montre l'équatîon (6), un
courant faible devient une plus forte fraction du courant de saturation
quand l'intensité des rayons diminue.

Quelle que soit la grandeur de la force électromolrice, une dimi-
nution de l'intensité des rayons est accompagnée d'une diminution du
courant, de sorte que les courbes représentant I en fonction de E
pour deux intensités dilTérentes de la radiation ne se couperaient pas
si on les dessinait toutes les deux à la même échelle.

Toutefois, si, au lieu de conserver le même gaz et de changer l'inten-
sité de la radiation, nous changeons le gaz en maintenant l'intensité
des rayons constante, les courbes représentant I en fonction de E pour
deux gaz différents peuvent se couper. C'est ce que montre la ligure
suivante qui représente ces courbes pour l'hydrogène et l'air. On

SI! Ls PASSAGE DE l'élsctbicitk a thavehb les oaz hôntcknisés. 775

Taitqiie,pourde faibles forces électromolrices, le courant est plus
irtease dans l'hjdrogène que dans l'air, tandis que le courant de
tatuntion est beaucoup plus ^nd dans l'air que dans l'hjrdrogène.

Fig. 4.

Urourant de saturation dépend simplement du nombre des parti-
cuin conductrices produites par les rajons, tandis que le courant
iuait première partie delà courbe dépend de l'espace parcouru par
Inpirticnles conductrices pendant le temps T [voir équation (6)},
(I nous en concluons que les rayons produisent un plus grand nombre
fie particules conductrices dans l'air que dans l'bydrogène, mais que
le produit de U, vitesse de ces particules, par T, qui est proportionne
au temps pendant lequel ces particules persistent après U suppression
iti rajons, est plus grand pour l'hydrogène que pour l'air.
La tigure 5 représente les courbes relatives au chlore, à l'hydrogène

ilfuré et à la vapeur de mercure dessinées à des échelles qui fassent
jïncider les ordonnées représentant les quatre courants de satura-
on. On remarquera que les courbes relatives à l'air, à l'hydrogène

77^ '•-'• THOMSON ET B. RUT HER FORD.

sulfuré et au chlore coïncident, tandis que la courbe de la vapeur de
mercure se place au-dessous et que la courbe de l'hydrogène se pla-
cerait au-dessus. En employant la notation de Téquation (6), ceci
montre que le produit UT est le même pour Tair, le chlore et l'hydro-
gène sulfuré, et que sa valeur pour ces gaz est plus petite que pour
l'hydrogène et plus grande que pour la vapeur de mercure.

Il est remarquable que les formes des courbes coïncident si bien
pour l'air, l'hydrogène sulfuré et le chlore, car les valeurs absolues
du courant à travers ces trois gaz sont très diflTérentes, le courant de
saturation dans l'hydrogène sulfuré étant, dans certains cas, trois ou
quatre fois plus grand que dans l'air et celui du chlore pouvant
atteindre une valeur dix l'ois plus grande que celui de l'air.

La valeur du courant de saturation varie beaucoup dans des gaz
différents; parmi ceux que nous avons essayés, c'est dans l'hydrogène
qu'il a sa valeur la plus faible, dans la vapeur de mercure sa valeur la
plus grande; cette dernière est environ vingt fois plus grande que
celle de l'air. Elle ne semble pas dépendre entièrement de la densité
du gaz, puisque dans l'hydrogène sulfuré elle est trois ou quatre fois
plus grande que dans l'air, bien que les densités soient presque
égales, tandis que le courant de saturation dans CH^P, qui a une
densité de vapeur plus grande que celle du mercure, ne représente
qu'une faible fraction de sa valeur dans la vapeur de mercure. Les
gaza courant de saturation intense sont ceux qui contiennent les
éléments présentant un pouvoir inducteur spécifique anormalement
grand comparé à leur valence.

Nous avons fait un grand nombre d'expériences pour voir s'il se
produit de la polarisation quand un courant traverse le gaz; toutefois
nous n'avons pu nous convaincre de l'existence d'un tel effet. L'ab-
sence de polarisation indiquerait que les ions sont capables d'aban-
donner leur charge aux électrodes métalliques. Cependant les expé-
riences sur les gaz électrisés montrent qu'il est très difficile de faire
passer une charge électrique d'un gaz sur un métal k moins que le
métal ne soit exposé à un rayonnement obtenu soit en chauffant le
métal assez pour le rendre lumineux, soit en y faisant tomber des
rayons ultra-violeïs. Mais dans le cas du passage de l'électricité à
travers un gaz qui a été soumis à l'action des rayons de Rontgen, la
conduction se produit même quand le système n'est pas exposé au
rayonnement direct du tube; nous croyons donc probable que le gaz
lui-même rayonne après avoir été exposé aux rayons de Rontgen.

Pour le voir nous avons tenté l'expérience suivante : AB, CD sont

sut LE PAS8A6B DE L'ÉLECTRICITÉ A TRAVERS LES GAZ RÔNTGENI8ÉS. 777

deux cylindres concentriques en tube de plomb épais; la base du
cylindre intérieur était en carton de façon à permettre aux rayons de
Ronlgen de traverser le gaz qu'il contenait. Un anneau métallique
cuil placé entre les deux cylindres et relié à l'une des paires de qua-

Fig. 6.

A C

0 B

dranls d'un électromèlre, de façon qu'on pût mesurer sa vitesse
de déperdition quand on le portait à un potentiel élevé. Le cylindre
ifllérieur présentait une fente située de telle façon et de dimensions
telles qu'aucun rayon provenant du tube ne pouvait la traverser direc-
tement. L'appareil était rempli de chlore, gaz donnant une vitesse de
déperdition très rapide. Quand la fente était découverte, il y avait
déperdition rapide^ grâce à la dilfusion du gaz provenant du cylindre
iBtériear et qui avait été soumis à l'action des rayons de Rimtgen.
Mais, quand la fente était recouverte d'une bande de papier, la déper-
dition cessait complètement, bien que l'anneau relié à l'électromètre
lût placé au même niveau que la fente, et par suite exposé à toute
radiation pouvant provenir du gaz. Ce rayonnement, s'il existe, doit
donc, ou bien être de très faible intensité, ou du moins différer des
rayons de Rontgen en ce qu'il ne rend pas conducteur un gaz qu'il
traverse. Nous sommes tentés de penser que, lorsque les rayons
de Rontgen tombent sur une surface métallique, les rayons qui ont
subi la soi-disant réflexion diffuse ne présentent pas les mêmes
earaclères que les rayons incidents et n'ont pas, à beaucoup près, le
même pouvoir de rendre conducteurs les gaz qu'ils traversent. Cette
<^pmion est basée sur les expériences que nous avons faites pour
roelire en évidence l'existence d'effets électriques dus aux rayons
soi-disant réfléchis; malgré de nombreuses tentatives, nous n'avons
jamais pu déceler l'existence d'aucun effet électrique produit par les
layons réfléchis. Ainsi, nous avons introduit dans l'appareil de la
"gure6 une plaque de plomb inclinée à 45" sur Taxe du cylindre et
placée de façon à renvoyer les rayons à travers la fente qui était cou-

7/8 THOMSON ET RUTHBRFORD. ^ SUR LE PASSAGE DE L'ELECTRICITE, ETC.

verte d'une bande de papier; le dispositif était tellement sensible
qu'on aurait pu facilement mettre en évidence la déperdition de l'an-
neau de métal, si la plaque avait seulement réfléchi j^ du rayon-
nement incident; et pourtant il n'y avait pas trace de déperdition. Les
résultats d'expériences sur les eflets photographiques que produisent
les rayons diffusés par les plaques métalliques semblent montrer que
ces rayons sont assez abondants. Rapprochant ce résultat de l'ab-
sence de tout effet électrique appréciable produit par ces rayons
ayant subi la réflexion difluse, nous pensons que ces rayons n'ont pas
les mêmes caractères que les rayons incidents (* ).

Nous n'avons pu déceler aucun effet produit par un champ magné-
tique sur la vitesse de déperdition; nous avons essayé avec les lignes
de force magnétique parallèles et aussi perpendiculaires au courant,
et aussi bien avec des courants faibles qu'avec des courants saturés.

La vitesse de déperdition par l'air desséché en restant trois jours
en présence d'anhydride phosphorique, ne diflere pas sensiblement de
celle qui est produite par l'air humide de la salle.

En terminant, faisons remarquer que la durée de rayonnement
uniforme d'un tube à vide n'est pas longue; comme la plupart de nos
expériences exigeaient une vitesse d'émission constante, nous avons
dû en employer un très grand nombre, tous fabriqués par M. E. Eve-
rett, que nous désirons remercier à ce sujet.

(') Les premières Notes de G. Sagnac, sur la transformation des rayons de Rôntgen
par la matière, ont été publiées aux Comptes rendus, en juillet 1897 C^* CXXV, p. 168
et 33o;. {Note du traducteur.)

RAYONS CATHODIQUES,

Par J.-J. THOMSON.
Traduit de Tanglais par P. LUGOL.

Philosophical Magazine, 5* série, t. XLIV, 1897, p. agS-SiG.

Les expériences discutées dans ce Mémoire ont été entreprises
dans Tespoir d^acquérir quelque connaissance de la nature des rayons
cathodiques. Les opinions les plus diverses ont été soutenues au sujet
(le ces rayons. De Tavis presque unanime des physiciens allemands,
ils sont dus à un moavement dans l'éther sans analogue dans les
phénomènes observés jusqu'à présent, puisque leur trajectoire dans
un champ magnétique uniforme est circulaire et non rectiligne ; sui-
vant une autre opinion ces rayons, bien loin d'être tout à faitéthérés,
sont entièrement matériels, et figurent les trajectoires de particules
de matière électrisées négativement. Il semblerait à première vue qu'il
ne doit pas être difficile de décider entre des opinions aussi différentes,
mais les faits montrent qu'il n'en est pas ainsi, puisque, parmi les
physiciens qui ont le plus approfondi la question, on peut rencontrer
des défenseurs des deux théories.

Au point de vue de la recherche, la théorie de la particule élec-
irisée a un grand avantage sur la théorie éthérée, puisqu'elle a un
»ens précis, et que l'on en peut prédire les conséquences; avec la
théorie éthérée il est impossible de prédire ce qui arrivera dans des
circonstances données, puisque d'après elle on a afl'aire à des phéno-
mènes ayant leur siège dans l'éther, encore inobservés, et dont nous
ignorons les lois.

Les expériences suivantes ont été faites pour contrôler quelques-
unes des conséquences de la théorie de la particule électrisée.

Charge transportée par les rayons cathodiques. — Si ces rayons
sont des particules électrisées, ils doivent, en pénétrant dans un

78o

J.-J. THOMSON.

espace clos, y introduire une charge d'éleclricité négative. C'est ce
qu'a montré Perrin (*).

Son expérience prouve que quelque chose, chargé d'électricité né-
gative, est projeté par la cathode, normalement à sa surface, et que ce
quelque chose est dévié par un aimant; mais, pourrait-on objecter,
elle ne prouve pas que la cause de Télectrisation de l'électroscope ait
quelque chose à voir avec les rayons cathodiques. Les partisans de la
théorie éthérée ne nient pas que des particules électrisées soient pro-
jetées par la cathode; ils nient que ces particules aient plus de rap-
port avec les rayons cathodiques qu'une balle de fusil n'en a avec
l'éclair du coup. J'ai alors répété l'expérience de Perrin sous une
forme qui ne laisse pas prise à cette objection. La disposition est indi-
quée dans la fîgure i. Lorsque les rayons cathodiques (dont la tra-

Fig. I.

Terre

Etectpométre

T, tampon mélallique muni d'une fenie qui laisse passer les rayons émis par la ca-
thode A; il est relié à l'anode B et à la terre.

K, cylindres coaxiaux munis de fentes; le cylindre intérieur esl relié à l 'électromètre,
le cylindre extérieur au sol. Les rayons cathodiques ne peuvent atteindre les cylin<
dres que s'ils sont déviés par un aimant.

jectoire est définie par la phosphorescence du verre) ne tombaient
pas sur la fente, la charge reçue par i'électromètre après la mise en
action de la bobine génératrice des rayons était faible et irrégulière;
mais, lorsque les rayons étaient déviés par un aimant de manière à
tomber sur la fente, I'électromètre recevait une forte charge négative.

(•) Journal de Phys., 3» série, t, V, 1896, p. 35o; Ann. de Chim. et de Phys,,
7* série, t. XI, 1897, P* ^°^' ( Voir ce Recueil.)

RAYONS CATHODIQUES. 78 1

Je fus surpris de la grandeur de cette charge ; dans certains cas il
pénétra dans le cylindre intérieur, à travers la fente étroite, assez
d^électricité pour faire varier de 20 volls jen 1 seconde le potentiel
d'une capacilé de 1 , 5 microfarad. Si les rayons étaient suffisamment
déviés par Taimant pour dépasser la fente du cylindre, la charge
introduite dans le cylindre retombait à une faible fraction de la valeur
correspondant à une visée exacte. Cette expérience montre donc
que, pour autant que Ton contourne et dévie les rayons cathodiques
au moyen des forces magnétiques, Félectrisation négative suit le
même chemin, et que cette électrisation leur est indissolublement liée.
Quand les rayons sont dirigés par Taimant de manière à pénétrer à
travers la fente dans le cylindre intérieur, la déviation de Félectro-
mètre augmente jusqu'à une certaine valeur puis reste constante, bien
que les rayons continuent à affluer dans le cylindre. C'est que le gaz
de Tampoute devient conducteur de Télectricité quand les rayons
ie traversent ; et alors, bien que le cylindre intérieur soit parfaitement
isolé quand les rayons ne passent pas, Fair compris entre les deux
cylindres devient conducteur dès que les rayons traversent l'ampoule,
Cl l'électricité s'écoule du cylindre intérieur vers la terre. Sa charge
ne va donc pas en croissant continuellement; il atteint un état d'équi-
lilre dans lequel la vitesse de charge par les rayons est égale à la
vitesse de déperdition de l'électricité par conduction à travers l'air.
Si le cylindre intérieur possède au début une charge positive, il la
perd rapidement et en acquiert une négative; lorsque, au contraire sa
charge initiale est négative, elle diminue si ie potentiel initial est nu-
mériquement supérieur au potentiel d'équilibre.

Déviation des rayons cathodiques par un champ électrique. — On a
tiré argument contre la théorie matérielle de l'insuccès des premières expé-
riences faites pour constater une déviation des rayons par un champ électrique
faible, et attribué la déviation qu'ils éprouvent au voisinage d'électrodes reliées
à des sources à haut potentiel non à un effet primaire du champ, mais à la
décharge entre les électrodes. Cet insuccès est dû à la conductibilité commu-
lûquée par les rayons cathodiques aux gaz qu'ils traversent. Comme la mesure
<lc cette conductibilité a montré qu'elle diminue rapidement à mesure que le
vide s'améliore, on a pensé qu'en utilisant un vide avancé, on aurait des
chances de constater une déviation. L'expérience a été faite au moyen de
'appareil représenté figure 2.

Quand on reliait les électrodes aux pôles d'une batterie de petits accumuîa-
^urs la trace lumineuse du faisceau se déplaçait du côlé de la plaque positive,
*t d'une quantité proportionnelle à la différence de potentiel; on a pu observer
^i> déplacement pour une différence de potentiel de 2 volts.

78i

J.-J. THOMSON.

C'est seulement quand le vide était bon que la déviation se
produisait; mais la preuve que Tabsence de déviation est due à la
conductibilité du milieu est fournie par les phénomènes observés

Fig. a.

G, cathode;

A, anode formée d'un tampon métallique étroitement ajusté, muni d'une fente et
relié au sol;

B, autre tampon muni d'une fente et relié au sol;

P, E, 'plaques d'aluminium de S'^x a*", distantes de i^'^S:

F, échelle divisée collée extérieurement sur l'ampoule, et servant à mesurer la dé-
viation de la trace fluorescente formée par les rayons.

<]uand le vide atteint juste le degré nécessaire pour que la déviation
'CommeAceà se produire. Les rayons sont déviés dès que Ton relie les
.électrodes aux pôles de la batterie, mais si Ton maintient les con-
nexions la tache phosphorescente revient graduellement à son zéro.
C'est justement ce qui arriverait si r<espace compris entre les plaques
-était conducteur, mais peu conducteur, car alors les ions positifs
^t les ions négatifs qu'il renferme se diffuseraient lentement jusqu'à
'Ce que la plaque positive fût couverte d'ions négatifs et la plaque
négative d'ions positifs; ainsi le champ électrique s'évanouirait, et les
rayons cathodiques seraient soustraits à toute force électrique. On en
voit une autre preuve dans ce qui se passe lorsque, à une pres-
sion assez basse pour qu'il y ait déviation, l'on établit entre les pla-
.ques une grande différence de potentiel, 200 volts par exemple; dans
ces conditions on observe une forte déviation des rayons cathodiques,
mais le milieu, sous l'action de la grande force électromotrice, est
assez souvent rompu et une décharge brillante jaillit entre les pla-
ques; quand cela a lieu, la trace lumineuse retourne d'un saut à sa
position de zéro ; quand les rayons sont déviés par le champ électro-
. statique, la tache phosphorescente se décompose en plusieurs bandes
brillantes séparées par des intervalles relativement sombres; le phé-
nomène est entièrement analogue à celui qu'a observé Birkeland
.quand les rayons cathodiques sont déviés par un aimant, et qu'il a
.appelé spectre magnétique

HATO.XS RATKOUIQLBS. 78}

La déviation diminue quant) la pression baisse, el quand par consé-
queoL la dilTérence de potentiel dans le tube augmente au voisinage
de la cathode.

Condaotibilité d'un gu traversé par des rayons cathodiques. —
La conductibilité du gaz a été étudiée au moyen de l'appareil repré-
seaté par la figure z. La plaque supérieure D était reliée à l'un des
pAles d'une batterie de petits accumulateurs, dont l'autre pâle était
mis au sol; la seconde plaque E était réunie à l'une des armatures d'un
condensateur d'une capacité de i microTarad dont l'autre armature
était au sol; une des paires de quadrants d'un élecLromètre était éga-
lement reliée à E, l'autre paire au sol. Les deu\ paires de quadrants,
réunies au début de l'admission des rayons cathodiques entre les
plaques, sont ensuite séparées. Si l'espace compris entre les plaques
n'est pas conducteur, le potentiel de la paire de quadrants qui n'est
pis reliée au sol restera nul, et l'aiguille de l'électromèire ne se dé-
placera pas; dans le cas contraire, le potentiel de la plaque inférieure
se rapprochera de celui de la plaque supérieure, et l'aiguille sera dé-
liée. Or il se produit toujours une déviation de l'éleclromètre, accu-
sant l'existence d'un courant entre les plaques. L'intensité de ce
courant dépend beaucoup de la pression du gaz, au point qu'il est
difficile d'avoir des lectures concordantes à cause des changements de
pression qui se produisent toujours dans le tube quand la décharge
le traverse.

Prenons d'abord le cas où la pression commence juste à être assez
bible pour permettre à la tache phosphorescente d'apparaitre au fond
du tube; la Bgure 3 montre la relation entre le courant et la dilTé-

Fig. 3.

est reliée au p6le —
Mt reliée au pOIe +

rence de potentiel initiale des électrodes. Les abscisses représentent
la différence de potentiel initiale entre les plaques, et les ordonnées
l'accroissement de potentiel de la plaque inférieure par minute. Une

784 J.-l. THOMSON.

division représente 2 volts sur chacun des axes, La quantité d'électri-
cité qui a passé entre les plaques en une minute est celle qui peut
charger i microfarad à la difierence de potentiel indiquée sur la
courbe.

Même s'il n'y a pas de différence de potentiel initiale, la plaque
inférieure acquiert une charge négative grâce au choc de quelques-
uns des rajons cathodiques.

La courbe montre que le courant entre les plaques acquiert bientôt
une valeur qui n'est que légèrement affectée par l'augmentation de la
différence de potentiel initiale ; c'est un trait commun à la conduction
des gaz traversés par les rajons de Rontgen, les rayons uraniques, la
lumière ultra-violette, et, comme on le voit, les rayons cathodiques.
La vitesse de fuite est à peu près la même, que la plaque supérieure
soit positive ou négative au début.

Le courant ne dure que peu de temps ; il cesse bien avant que le
potentiel de la plaque inférieure approche de celui de la plaque supé-
rieure. Par exemple, quand le potentiel de la plaque supérieure était
H- 4oo volts, celui de la plaque inférieure ne s'éleya jamais au-dessus
de 6 volts. De même quand la plaque supérieure était reliée au pôle
négatif de la batterie, la chute de potentiel de la plaque inférieure
était très faible comparativement à la différence de potentiel entre la
plaque supérieure et le sol.

C'est ce que l'on pourrait attendre si le gaz était bien meilleur
conducteur entre les plaques et le tampon h{fig. 2) qu'entre les
plaques elles-mêmes, car la plaque inférieure doit être dans un état
stationnaire quand le courant qui lui vient de la plaque supérieure est
égal à celui qu'elle envoie vers le tampon ; une faible différence de
potentiel entre la plaque inférieure et le tampon sera alors compatible
avec une forte différence entre les plaques.

Considérons maintenant l'autre cas extrême, celui où la pression a
la plus faible valeur compatible avec le passage de la décharge dans-
l'ampoule. Quand les plaques ne sont pas reliées à la batterie la
plaque inférieure se charge négativement, mais avec une très grande
lenteur en comparaison de l'effet observé dans le cas précédent.
Lorsque la plaque supérieure est négative, ce courant qui va vers la
plaque inférieure n'augmente que très peu, même si la différence de
potentiel atteint 4oo volts; sous une petite force électromotrice,
20 volts environ, la vitesse de fuite paraît un peu diminuée. On ne
peut pas employer de différences de potentiel dépassant beaucoup
400 volts; en effet, bien que le diélectrique compris entre les-

RAYONS CATHODIQUES. 7^5

plaques soit capable de les supporter pendant quelques instants, un
arc extrêmement brillant éclate bientôt entre les plaques et libère
assez de gaz pour détruire le vide. Les raies du spectre de cette lueur
sont principalement les raies du mercure; son passage laisse des
traces très particulières sur les plaques d'aluminium.

Lorsque la plaque supérieure était positive, la charge négative
communiquée à la plaque inférieure était amoindrie, et devenait
nulle quand la différence de potentiel entre les plaques était d'en-
viron 20 volts; mais à la plus basse pression, quelque grande que fût
la différence de potentiel (plus de 4oo volts), la déperdition d'élec-
tricité positive vers la plaque inférieure n'était aucunement compa-
rable à la déperdition d'électricité négative (vers la même plaque)
observée quand les deux plaques étaient détachées de la batterie. De
fait, à cette très basse pression, tout justifie l'opinion que les elTets
observés sont dus à des particules électrisées cheminant le long des
rayons cathodiques, tandis que le reste du gaz possède une faible
conductivité. On a fait quelques expériences avec un tube semblable
à celui de la figure 2, sauf que l'absence du tampon B permettait à
un beaucoup plus grand nombre de rayons cathodiques de passer entre
les plaques. Quand la plaque supérieure était reliée au pôle positif de
la batterie une décharge lumineuse à stratifications bien marquées
jaillissait entre cette plaque et le tampon relié à la terre à travers
lequel s'écoulaient les rayons cathodiques; elle se produisait même
avec une diflerence de potentiel (entre la plaque et le tampon) ne dé-
passant pas 20 volts. Il semble donc que si l'on envoie dans un gaz
(les rayons cathodiques provenant d'une source extérieure à la cathode,
une faible diflerence de potentiel suffit à produire la décharge ca-
ractéristique.

Déviation magnétique des rayons cathodiques dans différents gaz.
— Cette déviation a été étudiée au moyen de l'appareil suivant

Les rayons pénétrant dans la cloche F à travers la fente passaient
le long d'une plaque de verre verticale divisée en petits carrés. La
cloche était placée entre deux grandes bobines parallèles montées
comme un galvanomètre de Helmholtz. On repérait la trajectoire des
rayons en photographiant la cloche pendant que les rayons la traver-
saient; le quadrillage de la plaque permettait de déterminer cette
trajectoire. Sous l'action du champ magnétique le mince faisceau de
rayons cathodiques s'étale en une large luminosité en forme d'éven-
S. P. 5o

«1- -* ini:::»'— :*- i — f i^* lai:- "ti^ UrU.- -* - r-ziii_ ^~ — - .«-
_ '- ir- Il " *■ t- iri.ii-r-ïif'-af'i: ''•*^r':- -:.?- rr^ r*'^ -itr— • ira:

Hfiitr^ r>ifr .T lAitf.^,^ A ^*'. i .f::.-r :-: r^j .'l.t ri> ir ?• cl: ]«=• 'jritjrx»-

jniiaatrT •or I^ %^'rr^ n^ -'/fit j^? t.njar* Zf*- --r^M^-nrz: «
.*■» T tr^ m ir*f 'J*:* li^ri^"* l^r^ plu* brill^n'rr «i^ l* Iixinir' -r-i:- liz* .- -r**-

p;i9 r*tii^*r ;• 1^ i:kiiif^i^ \^t une lueur âpprécLkiî»*. l--r:i :^ _ : -Iîs*
¥ atoîr d;ffM ^ï'^uin:^ \9Hrtic,t 'Ju ^az une âl>*jaiiz.:r \i:2l\i, ->■ l^
poÎAl Ir^'» îfilére^^anL rni* en lumi^-re par Ir- phot- .jritLi-f'f. -< ^"^
daii.4 un i:ï%'Hit%\9 rn;<;rn/:ti'|ue donné, entre 1rs limitr:-' 'iu^ùe^ riiîl^
une différence Je (>/#tentiel moyenne é;:alemenl Jvnnrr-.u trije^-tou*
Je* Tzyotïs t'M \ntU'.\t«'.w\iiuU' de \h n;ilure ilu '^dz. ^Jn a ph-;t ,:raphié
la dëeliarjçe dann l''Uyfiro*,:i'm:, V-Hir, l'anhvdride rarLoniqur. Ik-Jure
de méllivle, e'est-ifwliie «Un?» de^ g;jz dont les densités >«.»nl cmprisej
entre 1 et 170; et eep#'nd;int. non >eulenient les trajectoire? J^
rajrons h;i» pluf» dévié?* ét;iient le*» mêmes dans tous les cas. uiais 1^
détails eui-ménien, teU que la distribution des espaces SMUibre> ^^
brillants, éUjienl les mêmes ; de fait, les photo^prapliies se distinguaient
difficilement Ich unes des autres. Il faut noter que les pressions
n^étaicnt pas les mêmes; elles étaient réglées, dans les différents gai*
de telle sorte que les diderences de potentiel moyennes cuire la
cathode et Tanode fussent les mêmes dans tous. Lorsque la pres>ion
d'un gaz diminue, la difféninec; de potentiel entre les électrodes eroît
et la déviation des rayons par un aimant diminue, ou en tout cas. la
déviation des rayons cpiand la piio.spliorescence est maximum diminue.

RAYONS CATHODIQUES. 787

La même chose a Heu si l'on dispose une interruption sur le circuit.

Dans les expériences avec les divers gaz, la pression avait la valeur
maximum compatible avec l'apparition de la phosphorescence sur le
verre, de manière à assurer la présence dans le tube de la plus grande
masse possible du gaz étudié.

Puisque les rayons cathodiques transportent une charge électrique
négative, qu'ils sont déviés par une force électrostatique comme s'ils
étaient électrisés négativement, et qu'ils sont traités par une force
magnétique exactement comme le serait un corps électrisé négative-
ment et cheminant suivant leur trajectoire, je ne vois pas comment on
peut échapper à la conclusion que ce sont des charges électriques
négatives transportées par des particules matérielles. Une question
se pose maintenant : que sont ces particules? Des atomes, ou des
molécules, ou de la matière dans un état de division plus grand
encore? Pour jeter quelque lumière sur cette question, j'ai fait une
série de mesures du rapport de la masse de ces particules à la charge
qu'elles transportent. J'ai employé deux méthodes indépendantes.
Voici la première : considérons un faisceau de rayons cathodiques
homogènes; soit m la masse de chaque particule, e la charge qu'elle
transporte; soit N le nombre de particules traversant une section
quelconque du faisceau dans un temps donné; la quantité d'élec-
tricité Q transportée par ces particules est alors donnée par l'équation

Od peut mesurer Q en recevant les rayons cathodiques dans l'intérieur
dune enceinte reliée à un électromètre. Si ces rayons frappent un
corps solide, la température de celui-ci s'élève, l'énergie cinétique des
molécules en mouvement se transformant en chaleur; si nous admet-
Ions que la transformation est intégrale, nous pourrons, en mesurant
réiévation déterminée dans la température d'un corps de capacité ca-
lorifique connue par le choc de ces raj'ons, connaître l'énergie ciné-
tique Wdes particules; et, si nous appelons r la vitesse de ces parti-
cules, nous aurons

i N mt;» = W.

Soit p le rayon de courbure de la trajectoire de ces rayons dans un
champ magnétique uniforme H, on a

U ev = ,

788 J.-J. THOMSON.

— =np = i,

en écrivant I à la place de Ho, pour abréger. De ces équations nous

tirons

I /n , \V
a tf Q

m __ PQ
e "^ aW'

Si donc nous connaissons les valeurs de Q, W et I, nous pourrons

en déduire celles de r et de — •

Pour mesurer ces quantités j'ai employé des tubes de trois types
différents. Le premier que j*aie essayé est semblable à celui qui est
représenté par la figure 2, sauf que les plaques D et E sont absentes,
et que deux cylindres coaxiaux sont fixés à l'extrémité du tube. Les
rayons émanés de la cathode C tombent sur le tampon métallique B
relié au sol, servant d'anode, et percé d'une fente horizontale à tra-
vers laquelle passent les rayons; ceux-ci frappent ensuite les deux cy-
lindres, dans lesquels sont pratiquées des fentes qui permettent aux
rayons d'arriver sur la paroi interne du cylindre intérieur. Le cylindre
extérieur est relié au sol ; le cylindre intérieur, isolé du premier, est
relié à un électromètre dont la déviation mesure la quantité d'électri-
cité Q apportée dans le cylindre par les rayons. Derrière la fente, dans
ce cylindre, est disposé un couple thermo-électrique fait de très petites^
bandes de fer et de cuivre fixées à des fils très fins de fer et de cuivre^
ces fils passent à travers les cylindres, dont ils sont isolés, sortent dvm
tube en traversant le verre, et vont à un galvanomètre de faible résis —
tance dont la déviation fournit les données nécessaires au calcul dmi^
l'élévation de température de la soudure sous les chocs des rayoo.^
cathodiques. Les bandes de fer et de cuivre étaient assez larges powf
permettre à tous les rayons cathodiques pénétrant dans le cylindre de
frapper la soudure. Dans quelques-uns des tubes les bandes de fer et
de cuivre étaient placées bout à bout, de sorte que certains rayons
frappaient le fer, certains autres le cuivre; dans d'autres tubes, les
bandes étaient placées l'une contre l'autre ; on n'a cependant pu
trouver aucune différence entre les résultats fournis par les deux dis-

RAYONS CATHODIQUES. 789

positifs. On avait pesé les bandes, et calculé la capacité calorifique
delà soudure. Dans une série de soudures elle était de 5 x io~', dans
une autre de 3 x lo""^. Si Ton admet que les rayons cathodiques qui
frappent la soudure lui cèdent intégralement leur énergie, la dévia-
lion du galvanomètre donne W ou - Nmç'^.

On obtenait de la manière suivante la valeur de I, ou Hp : le tube
était placé entre deux grandes bobines circulaires parallèles Tune à
l'autre, et séparées par une distance égale à leur rayon; ces bobines
réalisent un champ magnétique uniforme dont on a l'intensité en mesu-
rant au moyen d'un ampèremètre l'intensité du courant qui les tra-
verse. Les rayons cathodiques sont ainsi dans un champ uniforme, de
telle sorte que leur trajectoire est circulaire. Supposons que, déviés
par un aimant, ils frappent le verre du tube en E {^fig* 5 ) ; on a alors,

Fig. 5.

si p est le rayon de la circonférence,

^^ un

on a donc, en mesurant CE et AC, le moyen de déterminer le rayon
de courbure de la trajectoire des rayons.

La détermination de p est rendue quelque peu incertaine par la
dispersion du pinceau de rayons sous l'action du champ magnétique,
dispersion qui donne à la tache phosphorescente en E plusieurs milli-
mètres de longueur; on aura donc des valeurs de p difi'érant entre
elles d'une manière appréciable suivant la position attribuée à E dans
la tache phosphorescente. Cependant, il y avait généralement dans
cette tache une région beaucoup plus brillante que les autres; on pre-
nait alors pour E le point le plus brillant. Quand il n'y avait pas de
maiimum d'éclat on prenait le milieu de la tache. L'incertitude qui
enrésultait pour p pouvait atteindre 20 pour 100 environ dans certains
cas; j'entends par là qu'en prenant pour E successivement les deux
«trémités, on avait pour p des valeurs différant entre Celles de cette
quantité.

La mesure de la quantité Q d'électricité pénétrant dans le cylindre

790 J--'- THOMSON.

est compliquée par le fait que les rayons cathodiques rendent conduc-
teurs les gaz qu'ils traversent, de sorte que Fisolcinent, parfait en leur
absence, ne Fêtait plus quand ils passaient dans Tintervalle compris
entre les deux cylindres; il en résultait qu'une partie de la charge
communiquée au cylindre intérieur fuyait, de sorte que la charge
réellement prise par ce cylindre était supérieure à la charge indiquée
par Télectromètre. Pour rendre aussi faible que possible Terreur
ainsi introduite, on avait réuni le cylindre intérieur à la plus grande
capacité disponible, soit i,5 microfarad, et Ton n'admettait les rayons
que pendant très peu de temps, i ou 2 secondes environ, de sorte
que la variation de potentiel du cylindre intérieur ne fût pas grande:
elle était comprise entre o,5 et v5 volts dans les différentes expériences.
Une autre raison qui oblige à rendre aussi brève que possible la durée
d'admission des rayons, est qu'il faut éviter la correction relative à la
perte de chaleur de la soudure thermo-électrique par conduction le
long des fils; l'élévation de température de celte soudure était de
l'ordre de a® C. ; une série d'expériences a montré qu'avec le même
tube et la même pression de gaz Q et W étaient proportionnels Tun
à l'autre quand les rayons n'agissaient pas pendant trop longtemps.

Les tubes de cette espèce ont donné des résultats satisfaisants; leur
seul désavantage consistait en ce que, le verre se chargeant d'électri-
cité, une décharge secondaire passait quelquefois entre le cylindre
et les parois du tube, et les cylindres étaient entourés d'une lueur;
quand cette lueur apparaissait les lectures étaient très irrégulières; on
pouvait cependant la faire disparaître en raréfiant le gaz et laissant
reposer le tube quelque temps. Les résultats obtenus avec cet ap-
pareil sont donnés sous la rubrique tube 1.

Le second type de tube était semblable à celui qu'on employait
pour photographier la trajectoire des rayons {Jig- 4)î ^^ double
cylindre muni d'un élément thermo-électrique pareil à celui qui servait
pour le tube précédent était placé dans la ligne de tir des rayons;
l'intérieur de la cloche était tapissé d'une toile de cuivre reliée au
sol. Ce tube donna des résultats très satisfaisants; on ne fut jamais
troublé par l'apparition d'une lueur autour des cylindres, et les lec-
tures furent très concordantes; le seul désavantage était que, certains
des joints devant être faits avec de la cire à cacheter, il n'était pas
possible d'obtenir avec ce tube les plus hauts degrés de vide, de sorte
que les limites de pression sont moins étendues avec lui qu'avec le
tube i. Les résultats qu'il a donnés sont inscrits sous la rubrique
tube 2.

RAYONS CATHODIQUES. 79 ff

Le troisième type de tube était semblable au premier, sauf que les

ouvertures pratiquées dans les deux cylindres étaient beaucoup plus

petites; les fentes étaient remplacées par de petits trous de i"", 5 de

diamètre environ. A cause de la petitesse des ouvertures, la grandeur

des effets était de beaucoup diminuée ; pour avoir des efTets mesurables

il fallait réduire à o,i5 microfarad la capacité du condensateur relié

aucylindre intérieur et rendre le galvanomètre extrêmement sensible,

car Télévation de la température de la soudure thermo-électrique

n'était en moyenne, dans ces expériences, que de o", 5 C. environ.

Les résultats obtenus avec ce tube sont donnés sous la rubrique tube 3.

Le Tableau suivant donne une série de mesures faites avec ces

appareils :

^ Valeur de -ir- . _ — .

Gaz. Q I. e v.

Tube 1.

Air 4,6 X lo** a3o 0,57x10-"^ 4 x lo^

Air 1,8 X 10** 35o o,34xio-' i x lo^o

Air 6,1 X 10»» 23o 0,43x10-"^ 5,4 xio'

Air 2,5 X 10** 400 0,32X10-"^ 1,2x10*0

Air 5,5 X 10** 23o 0,48x10-^ 4,8 x lo'

Air I X 10** 285 0,4 X 10-" 7 X 10'

Air I X 10*' 285 0,4 X 10-7 -j x 10»

Hydrogène 6 X 10*' 2o5 o,35 x 10-" 6 x io«

Hydrogène 2,1 X 10** 460 o,5 x 10-^ 9,2x10»

Gaz carbonique.. 8,4 X 10" 260 0,4 x 10-" 7,5 x 10»

Gaz carbonique.. 1,47x10** 340 0,4 x 10-^ 8,5x109

Gaz carbonique.. 3o x 10*' 480 0,39x10-^ i,3xio*<>

Tube 2.

Air 2,8 X 10" 175 0,53 XIO-- 3,3xio«

Air 4,4 X 10** 193 0,47x10-" 4,ïXio9

Air 3,5 X 10" 181 0,47x10-" 3,8x10»

Hydrogène 2,8 x 10*» 175 o,53 x lo-^ 3,3 x 10»

Air 2,5 X 10** 160 0,51X10-'^ 3,1x10»

Gaz carbonique . . 2 X 10** 148 o,54 x 10-^ 2,5 x 10»

Air 1,8 xio*» i5i o,63xio-" 2,3xio»

Hydrogène 2,8 x lo^» 173 o,53 x 10-" 3,3 x 10»

Hydrogène...... 4,4 x 10*» 201 0,46 x lo-' 4,4x10»

Air 2,5 X 10** 17G 0,61x10-^ 2,8x10»

Air 4,2 X 10** 200 0,48x10-7 4,1x10»

Tube 3.

Air 2,5 X 10** 220 0,9 X 10-"^ 2,4x10»

Air 3,6 X 10** 225 0,7 x lo-^ 3,2 x 10»

Hydrogène 3 x 10** 25o 1,0 x 10 -^ 2,5 x 10»

79^ J.-J. THOMSON.

On remarquera que la valeur de — est beaucoup plus grande pour

le tube 3, où Touverlure est un petit trou, que pour les tubes 1 et 2,
où l'ouverture estune fente de surface beaucoup plus considérable. Je

crois que les valeurs de — obtenues avec les tubes 1 et 2 sont trop

faibles, à cause de la déperdition entre le cylindre intérieur et le cy-
lindre extérieur, due à la conductibilité donnée au gaz par le passage
des rayons cathodiques.

On voit par ces tableaux que la valeur de — est indépendante de

la nature du gaz. Ainsi, avec le premier tube la valeur moyenne est
o,4 X 10"^ pour l'air; 0,42 X io~' pour Thydrogènc, et o,4 x 10"*
pour le gaz carbonique; avec le second tube la moyenne pour l'air
est 0,62 X 10"^; pour l'hydrogène o,5 x 10^, et pour le gaz carbo-
nique 0,54 X lO^

Un changement dans la nature des électrodes modifîe l'aspect de la décharge
et la valeur de p à la même pression, mais n'altère pas celle de — •

Dans toutes les expériences qui précèdent on commençait par
écarter les rayons du cylindre au moyen d'un aimant, et l'on consta-
tait alors qu'il n'y avait de déviations ni à l'électromètre ni au galva-
nomètre, de telle sorte que les déviations observées étaient entière-
ment dues aux rayons cathodiques; quand la lueur précédemment
mentionnée entourait les cylindres, l'électromètre déviait même
lorsque les rayons cathodiques étaient rejetés à côté du cylindre.

Avant de procéder à la discussion des résultats de ces mesures, je

décrirai une autre méthode de détermination des quantités — et <\

complètement différente de la précédente par son principe : elle est
fondée sur la déviation des rayons cathodiques par un champ élec-
trique. Si Ton mesure d'une part la déviation éprouvée par les rayons
quand ils traversent une longueur donnée dans un champ électrique
uniforme et d'autre part leur déviation quand ils franchissent une
distance donnée dans un champ magnétique uniforme, on pourra

trouver de la manière suivante les valeurs de — et de v :

Soit / la distance parcourue par les rayons dans un champ élec-
trique uniforme d'intensité F; le lemps correspondant est -> la vi-

RATONS CATHODIQUES. 79^

lesse dans la direction de F est donc

Fe l

— X -1
m V

de sorte que l'angle 8 dont les rayons sont déviés quand ils quittent
le champ électrique et pénètrent dans une région où il n'y a pas de
force électrique est donné par l'équation

e = — X -

Si, au lieu d'une force électrique, c'est une force magnétique H qui
agit sur les rayons perpendiculairement à leur direction sur une dis-
tance /, la vitesse normale à la trajectoire initiale des rayons a pour
râleur

Uev l

X ->

/n V

de sorte que l'angle ^ dont les rayons sont déviés quand ils quittent
le champ magnétique est donné par l'équation

De ces équations on tire

* =

lie l
X -

* F
"" 6 H

m
e

H«e/

Dans les expériences faites, H était réglé de façon à rendre * égal
à ^; les équations deviennent dans ce cas

m H«/

c "~ FO

L'appareil employé pour mesurer par ce procédé ç^ et — est repré-

^nlé figure 2. On produisait le champ électrique en reliant les deux
plaques d'aluminium aux pôles d'une batterie d'accumulateurs.
Comme il était nécessaire de faire l'obscurité dans la chambre pour
voir la tache phosphorescente, une aiguille recouverte de peinture
lumineuse était disposée de manière à pouvoir être déplacée le long
de l'échelle F au moyen d'une vis; elle était visible dans l'obscurité,

794 J--J- THOMSON.

et on la déplaçait jusqu^à ce qu'elle coïncidât avec la tache phospho-
rescente. La déviation pouvait ainsi être mesurée lorsqu'on rendait
la lumière.

On produisait le champ magnétique en plaçant le tube enlre deux
bobines dont le diamètre était égal à la longueur des plaques ; elles cou-
vraient l'espace occupé par ces dernières, et leur distance était égale
à leur rayon. On déterminait de la manière suivante la valeur moyenne
de la force magnétique sur la longueur /; une petite bobine C de lon-
gueur /, reliée à un galvanomètre balistique, était placée entre les
bobines; le plan des spires de C était parallèle à celui des bobines, el
sa section était un rectangle de 5*"* sur i*'". On envoyait un courant
connu dans les bobines extérieures, et l'on observait l'impulsion a
du galvanomètre quand le courant était renversé. La bobine C était
ensuite placée au centre de deux très grandes bobines, de manière
qu'elle fût dans un champ uniforme : on renversait le courant dans
les grandes bobines et l'on observait l'impulsion ^ du galvanomètre;
de la comparaison de a et ,3, on pouvait déduire la valeur moyenne
de la force magnétique sur la longueur /; on a trouvé qu'elle était

6o X I,

i désignant le courant dans les bobines.

Une série d'expériences a montré que la déviation électrostatique
est proportionnelle à l'intensité du champ entre les plaques; le cou-
rant était réglé de façon que les déviations électrostatique et magné-
tique fussent égales

Gaz. e. H. F. /. 7 V.

g
Air 5,5 i,5xio'o 5 i,3xio-' 2,8x10'

0 5

Air ^^^ 5,4 1,5X10*0 5 i.ixio-' '2,8x10»

MO ' '

Air — - 6,6 1,5 X 10*0 5 1,2x10-^ a,3xiu*

110 '

Hydrogène — ^ 6,3 i,5xioio 5 i,5xïo-" 2,5 x 10*

Gaz carbonique — 6,9 i,5xio*o 5 i,5xio-" 2,2x10*

Air — 5 1,8x10*0 5 1,3 X 10-" 3,6 x 10»

110 '

Air — 3.6 I xio»o 5 i,3xio-7 2,8x10»

RAYONS CATHODIQUES. 79$

Dans les cinq premières expériences la cathode était en aluminium,

dans les deux dernières en platine; dans la dernière expérience on

avait inséré entre l'ampoule et la trompe des tubes garnis de soufre

pulvérisé, d'iodure de soufre et de copeaux de cuivre pour éliminer

les vapeurs de mercure, selon la méthode de Sir William Crookes.

Dans le calcul de — et de p, on n'a pas tenu compte de la force ma-
gnétique créée par les bobines dans la région extérieure aux plaques;
la force magnétique a des directions opposées entre les plaques et dans
cette région, où son effet tend à rejeter les rayons dans la direction
opposée; la valeur réelle de H est donc plus petite que celle qui a été

portée dans les équations, de sorte que les valeurs de — sont plus

grandes, et celles de c plus petites que si la correction avait été faite.
Cette méthode est beaucoup moins pénible et probablement plus
eiacte que la première; mais on ne peut pas l'appliquer dans des
limites de pression aussi étendues.

On voit par ces déterminations que la valeur de — est indépendante

Je la nature du gaz, et que sa valeur, lo"', est très faible en comparai-
son de io~*, la plus petite valeur jusqu'à présent connue de cette
grandeur, et qui correspond à l'ion d'hydrogène dans l'électrolyse.

Donc la grandeur — » pour les transporteurs de l'électricité dans les

rayons cathodiques, est beaucoup plus petite que pour les ions de

lélectrolyse.

La petitesse de — peut tenir soit à la petitesse de m, soit à la gran-
deur de e, soit aux deux causes réunies. Que les transporteurs des
charges soient petits comparativement aiîx molécules ordinaires, c'est
je crois, ce qui résulte des mesures de Lenard sur la vitesse de la di-
ïninulion d'intensité de la phosphorescence produite par ces rayons,
quand la longueur du chemin franchi par eux augmente. Si l'on re-
garde cette phosphorescence comme due au choc des particules char-
gées, la distance que doivent parcourir les rayons pour que l'intensité
Je la phosphorescence s'abaisse à une fraction donnée de sa valeur

initiale (par exemple-» où (? = 2,- 1 ) , sera un multiple faible du libre

parcours moyen. Or Lenard a trouvé que cette distance ne dépend que
Je la densité du milieu, et nullement de sa nature chimique ou de son
eial physique. Dans l'air à la pression ordinaire la distance étaitd'en-
viron o*^'",5; elle doit être comparable au libre parcours moyen des

79^ J.'J. THoasox.

transporteurs à traders l*air à la pression atmosphérique. Mais le libre
parcours des molécules d'air est une quantité d'un ordre tout à fait
différent. Le transporteur doit donc être très petit, comparé aux mo-
lécules ordinaires.

Les deux traits essentiels de ces transporteurs me paraissent être:
1^ qu'ils sont les mêmes quel que soit le gaz à'travers lequel passe la
décharge; 2" que leur libre parcours moyen ne dépend de rien aulre
que de la densité du milieu traversé par les rayons.

On pourrait, pour expliquer Tindépendance de la masse des trans-
porteurs vis-à-vis du gaz traversé par la décharge, supposer qu'il s'agit
en quelque sorte de la quasi-masse que possède un corps chargé en
vertu du champ électrique établi dans son voisinage; le déplacement
du corps entraîne la production d'un champ électrique variable, et par
conséquent d'une certaine quantité d'énergie qui est proportionnelle
au carré de la vitesse. Cela fait que le corps chargé se comporte comme
si sa masse avait augmenté d'une certaine quantité, qui pour une sphère

chargée est- — * où e désigne la charge et a le rayon de la sphère (').

Si nous admettons qu'il s'agit de cette masse dans le cas des rayons
cathodiques, nous n'en tirerons aucun secours pour l'explication de

l'une ou l'autre des propriétés essentielles de ces rayons, puisque —

varierait comme — • Et ce n'est pas la seule objection à cette hypo-
thèse, que je mentionne seulement pour montrer qu'il n'y a pas à s'y
arrêter.

L'explication qui me paraît rendre compte des faits de la manière
la plus simple et la phisjuste s'appuie sur une conception de la cons-
titution des éléments chimiques qui a été favorablement accueillie par
un grand nombre de chimistes; c'estque les atomes des différents élé-
ments chimiques sont des agrégats divers d'atomes d'une même espèce.
Dans la forme donnée ))ar Prout à cette hypothèse, les atomes consti-
tutifs des divers éléments seraient les atomes de l'hydrogène ; sous celle
forme précise elle n'est pas défendable; mais, si nous substituons à
l'hydrogène quelque substance primordiale inconnue X, on ne connaît
rien d'incompatible avec cette hypothèse, qui a été récemment sou-
tenue par Sir Norman Lockyer par des raisons déduites de l'étude de:
spectres stellaires.

Si, dans le champ électrique très intense qui avoisine la cathode

(*) J.-J. Thomson, Récent researches in Electricity and Magnetism,

RAYONS CATHODIQUES. 797

les molécules du gaz sont dissociées et rompues non pas en atomes
chimiques ordinaires, mais en ces atomes primordiaux que j'appellerai
pour abréger corpuscules; et si ces corpuscules sont chargés d'élec-
iricilé et projetés loin de la cathode par le champ électrique, ils se
comporteront exactement comme les rayons cathodiques. Pour eux, la

valeurde — est évidemment indépendante de la nature du gaz; car ils

sont les mêmes quel que puisse être le gaz ; de plus, les libres parcours
moyens de ces corpuscules dépendront seulement de la densité du
milieu quMls traversent. En effet, les molécules du milieu seront com-
posées d'un certain nombre de corpuscules de celte espèce séparés par
des intervalles considérables; la collision entre un corpuscule unique
et la molécule n'aura pas lieu contre la molécule entière envisagée
comme un tout, mais contre les corpuscules individuels qui la com-
posent; ainsi, le nombre des collisions subies par le corpuscule quand
lise meut à travers une foule de ces molécules sera proportionnel, non
au nombre de molécules, mais au nombre des corpuscules individuels.
Le libre parcours moyen est inversement proportionnel au nombre
des collisions par unité de temps, par conséquent au nombre de
corpuscules par unité de volume; comme ces corpuscules ont tous la
même masse, leur nombre dans l'unité de volume sera proportionnel
à la masse de l'unité de volume, c'est-à-dire que le libre parcours
mojen sera inversement proportionnel à la densité du gaz. Donc,
comme on le voit, tant que la distance entre des corpuscules voisins
est grande en comparaison des dimensions linéaires d'un corpuscule,
le libre parcours moyen sera indépendant de leur mode de distribu-
lion, pourvu que leur nombre par unité de volume reste constant,
c'esl-à-dire dépendra seulement de la densité du milieu traversé par
les corpuscules, et nullement de sa nature chimique ou de son état
physique : cette propriété, établie par les mesures remarquables de
Lenard sur l'absorption des rayons cathodiques par différents milieux,
doit appartenir aux transporteurs des charges dans les rayons catho-
diques.

Ainsi, d'après cette manière de voir, les rayons cathodiques sont
constitués par de la matière dans un nouvel état, où sa division est
poussée beaucoup plus loin que dans l'état gazeux ordinaire; état
dans lequel toute matière, c'est-à-dire la matière tirée de sources dif-
férentes telles qu'hydrogène, oxygène, etc., est d'une seule et même
nature, étant la substance dont sont formés tous les éléments chi-
miques.

798 i.'i rBik«it>9.

Vver «le- ^pp^r#^iU 'i**- 'iimrn-iioa-* •"jrilnaîr»î> L* •|-i.i:itité «i»? modère
pro'iiiite ati mo^^n 'i#ï U di^v/- u'ioa :* U <Atii»>l*? «î-st si ùibl^ qaoi
peut pr'^-itjiie ni^r l;i p^*"?-»ihiiKr: i ua-^ la^^^tiz^ûoa ohimit^ae direclf
«le "^e-i pr/pri^té-». Ain-i. j ii c-ilral'^ «pi^ U lyrbiae que j'ai t*mpl«>Têf,
fonrtîoiin;ènt miir et jour «jin^ intrmiptitjQ pentlant un ^a. ne pro-
«iiiimit qn'tin tr^if millionième *lr ;^r<<£Qine environ de cette ^iibiUnce.

Je croi-ï que U fietite^-^e du r4p|i«>rt — est dae aa^i bien ià la grau-

ileur de e qu'à U biU\f.^^ de m. Il me semble as^ez évident que les
rhar^e^ imn^poriéf.^ par le? corpu idéales iJans l'atome ^mi <Tande>
vis-â-vî^ de celle'* que tran'^^K^rtent le^ îonâ d'an électrolvte.

Dans la molécule II Cl. par exemple, je me représente les compo-
sants de l'atome d'bvdrogêne comme réunis entre eux par un ^nd
nombre de tubes de force électrique: les compensants de l'atome de
chlore sont reliés de la même manière, tandis qu'un seul tube égare
lie l'atome d'bvdrogène à l'atome de chlore.

On trouve dans les valeurs du [K>uvoir inducteur spécifique des
gaz une raison d'attribuer cette charge considérable aux consti-
tuants de l'atome ; on peut imaginer que le pouvoir inducteur spéci-
fique d'un gaz est dû à la présence dans le champ électrique du dou-
blet électrique formé par les deux atomes chargés d'électricité contraire
qui constituent la mcdéculc du gaz. Les mesures du pouvoir inducteur
spécifique montrent que c'est très approximativement une grandeur
additive; c'est-à-dire que Ton peut attribuer une certaine valeur à
chaque élément, et trouver le pouvoir inducteur de HCI en ajoutanl
à celui de l'hydrogène celui du chlore; le pouvoir inducteur de H*0,
en ajoutant deux fois celui de Thydrogène à celui de Toxygène, elc.
Le moment électrique du doublet formé par une charge positive sur
l'un des atomes d(; la molécule et une charge négative sur Taulrene
serait pas, lui-niénie, une propriété additive; mais, si chaque alorne
avait un moment électri([uc défini et très grand par rapport au moment
électrique des deux atomes dans la molécule, le moment électrique
d'un composé quelconque, et par conséquent son pouvoir inducteui
spécifique, serait une propriété additive. Et pour que le moment élec
trique de l'atome filt grand comparativement à celui de la molécule
il faudrait que la charge des corpuscules fiU très grande relativonnm
à celle de l'ion.

Si l'on considère Tatome chimique comme une agrégation du
certain nombre d'atomes primordiaux, il y a un grand inlérét, aJ
point de vue de la relation entre les propriétés d'un élémenl et soi

RAYONS CATHODIQUES. 799

poids atomique, à trouver les figures d'équilibre stable pour un cer-
tain nombre de particules égales agissaut les unes sur les autres suivant
une certaine loi de force, soit celle de Boscovich, où Faction mutuelle
est une répulsion quand les particules sont séparées par une distance
inférieure à une certaine distance critique et une attraction quand
leur dislance est plus grande, soit même le cas plus simple d'un cer-
tain nombre de particules se repoussant mutuellement et maintenues
cote à côte par une force centrale. Malheureusement les équations
qui déterminent la stabilité d'une pareille agglomération de particules se
compliquent si rapidement quand le nombre des particules augmente,
(ju'une investigation mathématique générale est à peine possible. On
peut, cependant, pénétrer assez avant les lois générales qui régissent
de semblables figures en employant des modèles dont le plus simple
est constitué par les aimants flottants du professeur Mayer. Dans ce
modèle les aimants se placent d'eux-mêmes en équilibre sous l'action
de leurs répulsions mutuelles et de l'attraction centrale émanant du
pôle d'un gros aimant placé au-dessous des aimants flottants.

Une élude des figures formées par ces aimants me parait suggestive
au point de vue de la loi périodique. Mayer a montré que si, le nombre
des aimants flottants ne dépasse pas 5, ils se disposent aux sommets
d un polygone régulier : 5 aux sommets d'un pentagone, 4 aux som-
mets d'un carré, etc. Mais, quand le nombre dépasse 5, la loi ne s'ap-
plique plus; ainsi, 6 aimants ne forment pas un hexagone, mais se
divisent en deux systèmes formés de i au centre, et 5 aux sommets
d'un pentagone. Pour 8, on en a 2 à l'intérieur et 6 à Textérieur;
cette disposition en deux systèmes, l'un intérieur et l'autre extérieur,
-«e poursuit jusqu'à i8 aimants. On a ensuite trois systèmes; un cen-
Ipdl, un moyen, un extérieur; pour un nombre encore plus grand
d aimants on a quatre systèmes, et ainsi de suite. Mayer a observé les
dispositions suivantes :

1.5

i 2.6

i 3.7

) 4.8

5.9

1.6

1 2.7

{ 3.8

( 4.9

1-7

1.5. 9

/ 2.7.10

/ 3.7.10

/ 4-8.12

J 5.9. 12

1.6. 9

1 2.8. 10

l 3. 7. Il

) 4.8.13

1 5.9.13

1.6. II

l 2.7. II

1 3.8. 10
3.8. ir
3.8.12

. 3.8.13

j 4-9-I2

8oo

J.-J. THOMSON.

2.7. 10. ID
2.7. 12. l4

3.7. 12. 13

3.7. 12.14
3.7. i3. 14
3.7.13.15

4.9.13. 14
4 .9. i3.i5
4.9.14-15

.5. 9.12
.5. 9.i3
.6. 9.12
.6.10.12
.6.(o.i3
.6.11.12
.6.11.13
.6. II. i4
6.ii.i5

.7.12.14

où, par exemple, 1.6. 10. 12 représente une disposition formée
de 1 aimant au centre, puis un anneau de 6, un de 10, et à Textérieur
un de 12.

Supposons maintenant qu'une certaine propriété soit associée à la
formation d'un groupe de deux aimants; nous aurons cette propriété
avec deux aimants, puis avec 8 et 9, de nouveau avec 19 et 20, encore
avec 34, 33, etc. Si nous considérons le système d'aimants comme un
modèle d'atome, le nombre des aimants étant proportionnel au poids
atomique, cette propriété se présenterait dans les éléments de poids
atomique 2, (8, 9), (19, 20), (34, 35). Une propriété déterminée par
la formation d'un groupe de trois aimants correspondrait aux poids
atomiques 3; 10 et 1 1 ; 20, 21, 22, 23 et 24; 33, 36, 3^ et 39; de fait,
on aurait quelque chose de tout à fait analogue à la loi périodique,
la première série correspondant à Tarrangement des aimants en un
seul groupe, la seconde à l'arrangement en deux groupes, la troisième
à Irois groupes, et ainsi de suite.

Vitesse des rayons cathodiques. — Elle est variable, et d'autant plus
grande que le vide est plus poussé. Sa valeur, 10*, est très supérieure à celle
(2 X lo"') qu*avait obtenue l'auteur dans des expériences antérieures (*), en
mesurant directement le temps écoulé entre Tapparition de la phosphorescence
en deux points du verre inégalement éloignes de la cathode. Ces expériences,
faites à une pression plus forte, devaient bien fournir une valeur plus faible,
mais pas dans ces proportions. Il est vraisemblable que la vitesse paraissait
plus faible qu'elle ne Test en réalité, parce que la phosphorescence n'apparaît
pas dès le début du bombardement par les projectiles cathodiques, mais au
bout d'un temps fini, variable avec l'intensité de ce bombardement; on avait
bien essaye d'éliminer cette cause d'erreur en réglant l'expérience de manière

(*) Phil» Magaz., octobre 1894, et /. de Phys,, 3* série, t. IV, p. 87. ( Voir aussi
ce Recueil.)

RAYONS CATHODIQUES.

80 1

à nbsener des phosphorescences d'intensité à peu près égale aux deux points
eiaminés, mais la nouvelle valeur trouvée pour la vitesse montre que sans
doute on n avait pas réussi.

Expériences avec des électrodes de diverses matières. — La valeur

de — est restée la même) mais Taspect de la décharge variait avec la nature

de rélectrode, ainsi que la différence de potentiel entre la cathode et Tanode,
à pression égale du gaz. Les expériences ont été faites avec des tubes sem-
blables à celui de la figure 6.

Fig. 6.

/(.

w~w~m^

/, anodes formées de (ils de platine; a, b, c, cathodes de différentes natures, formées
de disques d'iiiuiiiinium, de fer, de plomb, d'élain, de cuivre, de mercure, d'amal-
game de sodium ou de chlorure d'argent.

Le Tableau suivant montre la grandeur de la variation de la différence de
potentiel entre les électrodes :

Cathode.

Aluminium

Plomb

Etain

Cuivre

Fer

Diirérence de potentiel
moyenne.

▼Oitf

1 800

.... 2100

2400
2600

2900

Avec l'amalgame de sodium et le chlorure d'argent, elle était moindre encore
qu'avec l'aluminium.

On a obtenu des résultats brusquement et trè«* capricieusement variables,
»n5 doute à cause de l'influence considérable d'une absorption de gaz par
l'électrode.

S. P.

SUR LA

CHARGE ÉLECTRIQUE TRANSPORTÉE PAR LES IONS

PRODUITS PAR LES RAYONS RONTGEN,

Par J.-J. THOMSON.
Tradait de l'anglais par P. LUGOL.

Philosophical Magazine, t. XLVI. 1898, p. 5a8-545'

Le principe de la méthode employée pour mesurer ces charges est
le suivant : en mesurant le courant (entretenu par une force électro-
motrice constante) qui traverse un gaz soumis aux rayons Rontgen,
on détermine le produit nev^ où n représente le nombre d'ions exis-
tant dans l'unité de volume du gaz, e la charge d'un ion, v la \itesse
moyenne des ions positifs et négatifs sous la force électromotrice
à laquelle ils sont soumis.

M. Rutherford ( * ) a déterminé la valeur de v dans un grand nombre
de gaz; en utilisant ses résultats on peut tirer de la mesure du courant
le produit ne\ si donc on peut déterminer /i, on aura la valeur de e,

La méthode employée pour déterminer n est fondée sur le fait sui-
vant, découvert par M. C.-T.-R. Wilson (^) ; dans de l'air débarrassé
de poussières et traversé par des rayons Rontgen, une détente qui
en l'absence des rayons serait incapable de provoquer une conden-
sation, détermine la production d'un brouillard. Quand on produit
une détente déterminée et soudaine dans de l'air libre de pous-
sières, il se dépose une quantité de vapeur d'eau définie et calcu-
lable, grâce à l'abaissement de température dû à la détente adiaba-
tique. Quand le gaz est exposé aux rayons Rontgen, les ions produits

(•) Phil. Mag., t. XLIV, 1897, P- k'ii; Journ. de Phrs., 3- série, t. Vil, 1898,
p. io4; ce Volume.
(') Phil. Trans., A. 1897, P* ^^^î "^oyez également ce Volume.

SL'B LA CHARGE ELECTRIQUE TRANSPORTEE PAR LES IONS. 8o3

par leur action semblent agir comme des noyaux autour desquels
l'eau se condense.

J'ai fait voir (* ) que, sur une sphère chargée dont le rayon est infé-
rieur à une certaine limite, l'effet de la charge tendant à amener la
condensation doit faire plus que contrebalancer Teffet de la tension su-
perficielle tendant à l'empêcher; de sorte que chaque ion chargé pro-
duira une très petite goutte d'eau qui pourra agir comme un noyau de
condensation. S'il en est ainsi, et si l'on connaît la grandeur d'une
goutte et la masse d'eau déposée par unité de volume, on pourra
déterminer le nombre des gouttes et par conséquent le nombre des
ions par unité de volume du gaz. Une partie de la recherche consiste
donc à déterminer la grosseur des gouttes, ce qui donne n ; et, comme
l'on connaît ne d'après les mesures électriques, nous aurons le moyen
de déterminer e.

On a d'abord essayé de déduire le diamètre des gouttes de l'observation du
diamètre des anneaux colorés produits sur un écran par un faisceau lumineux
étroit ayant traversé le nuage, en supposant ces anneaux uniquement dus à la
diffraction. Mais, outre que Tinterférence entre les rayons qui ont traversé
(les gouttes transparentes et ceux qui n'en ont pas traversé a semblé inter-
venir dans le phénomène, la méthode a dû être abandonnée pour la raison
suivante. La mesure exacte du diamètre des anneaux n*est possible que s'ils
sont assez brillants, c'est-à-dire produits par un brouillard épais, dû à la pré-
sence de nombreux ions; or Texpérience a montré que dans ce cas les ions
ne sont pas tous précipités par le nuaf^e. Si en eiïet on supprime les rayons
immédiatement après la première détente et si on laisse tomber le brouillard,
une seconde détente produit un brouillard moins épais: plusieurs détentes
successives peuvent être nécessaires pour détruire reflet de l'exposition aux
rayons Rôntgen. Quand le nuage est assez léger pour que l'on puisse admettre
<]n*il contient tous les ions, les anneaux sont trop pâles pour se prêter aux
oiesurcs.

La méthode finalement utilisée pour mesurer la grandeur des
l^outtes consistait à mesurer la vitesse de chute du brouillard, et
à déduire le rayon des gouttes de la formule

9 K

où V représente la vitesse de chute des gouttes, a leur rayon, (jl le
coefficient de viscosité du gaz dans lequel elles tombent, et g Tinteu-
silé de la pesanteur.

(') Applications of Dynamicê to Physics and Chemistry, p. 164.

Ko4 j--*.

On (iéUrmïnàit U \iu»Hi en ob!ierv;ftax le fieBftî^ aûi> par la couche
supérieure do mu^e. qui éttit «frlain^ par am»^ laiBf<ie a arr. à tomber
d'une haot^or doooé^: de^ ofari«rvaûi>i» £àÉc«:f ssr <dîfféreiiles hau-
teurs a% aient okoatré La eooslanee de U «itesâ« «ie càinte. de sorte que
le§ goutter avaient atteint leur % itérée limite.

J'ai commencé par faire de» empérienee» p>û«r «avoir >i les gouttes
du nua^e formé par détente étaient dépot^g.» anioar des ions qui
donnaient an çaz sa eondortibîiité éieetriic|ae: ce point est capitii,
puisque la métfarwie emplovée dans ce Mémoire poar déterminer h
charge transportée par un ion repose sur rhTpotliêse que la produc-
tion du krr^uiliard par détente est due à Fioniçation du gaz. et que
chaque ion peut jouer le rôle de nojau pour one goutte d'eau.

Tout d'alM>rd« il eiiste une preu%e directe du pouvoir d'une parti-
cule électrisée d'agir comme norau pour une goutte d'eau, puisqu'il
se produit une condensation dans un jet de vapeur placé à côté d'une
électrode d'où s'échappe de l'électricité: de plus, M. Wilson t
montré que la détente détermine un brouillard dans de l'air débarrassé
de poussières quand une électrode r décharge de l'électricité (').
Une preuve plus directe du fait qui nous occupe est donnée parFei-
périence suivante : si les ions produits par les rarons Rontgen
agissent comme des novaux de gouttes, aucun nuage ne de\ra se for-
mer quand Tair détendu sera exposé à un champ électrique intense
pendant que les rajons le traversent, puisque ces ions peuvent être
éliminés du gaz par un champ électrique intense. C'est ce que Ton a
constaté, et Texpérience est frappante. Deux plaques parallèles étaient
placées dans un récipient contenant de l'air débarrassé de poussières;
CCS plaques, distantes de 5*"" environ, étaient assez grandes pour
comprendre entre elles la plus grande partie de l'air. Elles pouvaient
être reliées aux pôles d'une batterie de petits accumulateurs donnant
une difl'érence de potentiel de 4oo volts environ. Des rayons Ri'mtgen
passant entre les plaques traversaient le gaz qui avait été préalable-
ment débarrassé de poussières. Quand les plaques étaient détachées
de Ih batterie la détente produisait un nuage épais; mais, quand elles
lui étaient reliées, la détente ne produisait qu'un nuage très léger,
dont la densité était presque aussi grande en l'absence des rayons
qu'en leur présence.

Il fallait encore examiner si le brouillard formé par la détente
niptiiil tous les ions. \ ce propos, il est nécessaire d'indiquer que le:

(' ) I oir ce Volume.

SUR LA CHARGE BLKCTRIQUS TRANSPORTBK PAR LES IONS. 8o5

[ seules détentes utilisables sont comprises entre des limites assez
voisines; le rapport du volume final au volume initial du gaz doit
être compris entre i,25 et i,40' Car, ainsi que Fa montré M. Wil-
8on('), quand la détente dépasse la plus élevée de ces limites il se
produit, même dans un gaz qui n'est pas exposé aux rayons R()ntgen,
an brouillard si épais que l'accroissement de condensation dû à ces
rajons est difficilement perceptible, tandis qu'au-dessous de la plus
faible il ne se produit pas de brouillard. Avec des détentes comprises
dans ces limites, on a trouvé que, si les rayons Rtmtgen étaient in-
icûses, une augmentation d'intensité de ces rayons était loin d'accroître
le nombre des gouttes (déterminé par la vitesse de chute) autant
qu'elle accroissait le nombre des ions (déduit de la conductibilité
électrique du gaz). Pour ces rayons énergiques, on trouva que leur
pouvoir de condensation n'était pas épuisé par la première détente,
même quand on les supprimait immédiatement après, car une seconde
détente produisait un nouveau nuage; avec de puissants rayons il
fallait quelquefois six à sept détentes réparties peut-être sur 5 à 6 mi-
nutes, pour faire disparaître leur effet. En présence de ce résultat,
il est évident que lorsque les rayons sont intenses on n'est pas auto-
risé à admettre que tous les ions soient captés par le brouillard dû
à la première détente. Cependant, bien que la première détente
ne précipite pas tous les ions, il semble qu'elle augmente la grosseur
de ceux qui restent et les rende plus durables, car les ions qu'elle
laisse après elle exercent un effet de condensation appréciable pendant
plusieurs minutes; tandis que s'il n'y a pas eu de détente cet effet des
rayons ne persiste que pendant quelques secondes après leur sup-
pression. De plus, ces ions modifiés sont capables de provoquer la
formation d'un brouillard avec une détente inférieure à la plus
faible qui donne un nuage avec les ions primitifs, soit i,25. Quand
un premier brouillard a été produit, les nuages secondaires dus aux
détentes successives ne sont que peu affectés par un champ électrique,
ce qui montre encore que les ions modifiés sont plus gros et plus
inertes que les ions originels; leur présence ne paraît pas donner au
gaz de conductibilité appréciable. M. Wilson a trouvé que, si on laisse
tomber le brouillard produit par une forte détente dans un gaz libre de
poussières et non exposé aux rayons Rr)ntgen, un nouveau brouillard
est provoqué par une nouvelle détente plus faible (qui, dans les condi-
tions ordinaires, n'amènerait pas de condensation à moins qu'il n'y

{^) Loc cit. Voyez également ce Volume.

8o6 J.-J. THOMSO?C.

eiit des pous>iêre*» ) el qu'il est nécessaire de produire plusieurs broiiil*
lards el de les lais»er lomber, pour que le «xax retienne à son état
normal. Les expériences de M. Wilson semblent démontrer que, dans
ce ca*», les premiers novaux étaient des gouttes d'eau excessi\ement
petites, et la formation du second nuage >emblerait indiquer que. sur
les gouttes qui ne de\enaient pas a>>ez grosses pour être précipitées
par le premier brouillard, il se déposait un peu d'humidité qui était
garantie contre ré\aporation par quelque modification chimique
superficielle telle que la formation d'eau oxv gênée.

Quelle que puis>e être l'explication de ces nuages secondaires, il
est évident que, si les rayons sont assez énergiques pour les produire,
on ne peut pas déduire le nombre des ions de l'observation du
premier nuage. Dans les expériences décrites ci-dessous on a afi'aibli
l'intensité des rayons, en interposant des écrans d'aluminium entre
l'ampoule et le gaz examiné, jusqu'à ce que la seconde détente
n^amenàt pas plus de brouillard qu'il n'y en aurait eu si le gaz n'a\ait
jamais été exposé aux rayons.

Il fallait encore rechercher si la détente employée était suffisante
pour précipiter tous les ions, ou si le nombre des ions précipités
augmentait avec le degré de détente. Dans ce but, on mesura la
vitesse de chute des nuages formés par des détentes différentes, pen-
dant l'action des rayons. Les résultats de ces expériences sont donnés
dans le Tableau suivant :

Pression de l'air, 768""", 08. Température, 18" G.

Durée de chute sur aS""

l>étente.

535,7a ^'^
757,72

La masse d'eau déposée par centimètre cube par une détente de k4
est 4î 94 X I <>"" grammes, tandis que la masse déposée par une détente
de 1,35 est 4^74 x i<^~' grammes. Si pour la première détente on
désigne par N le nombre des ions par centimètre cube et par a le rayon
des gouttes (|uand les rayons agissent, par M et 6 les mêmes quantités

avec

sans

les rdyons.

les

rayons

SUR LA CHARGE KLECTRIOUB TRANSPORTÉ K PAR LES IONS. 807

quand les rajons n'agissent pas, par Q la masse d^eau déposée, on a

b vitesse de chute varie comme le carré du rayon des gouttes, de
sorte que

b V 19

La dernière détente (lettres accentuées) donne

de sorte que

N' - M'

«(.^-r.)

_ 4,94 (»9/'9— loy/io)
4,74 (i4v/T4-4/4)
= 1,2 approximativement.

Ainsi, le nombre des ions produits par les rayons et qui sont captés
parla plus forte détente est légèrement supérieur à celui des ions
faplés par Tautre. Je pense que la vitesse plus grande des détentes
plus fortes, conséquence du temps plus long pendant lequel la force
molrice agit sur le piston dont le mouvement produit la détente, est
suffisante pour expliquer ce fait; car, lorsque la détente est lente, les
gouttes formées d'abord peuvent croître avant qu'elle ne soit com-
plète, et priver ainsi les autres de vapeur d'eau, de sorte qu'on pour-
rail s'attendre à avoir un peu plus de gouttes si l'on augmentait la
vitesse de détente.

^^ueiques expériences, faites avec des détentes plus faibles, ont
semblé plutôt indiquer un accroissement considérable du nombre des
*^n"i déposés quand la détente passe d'une valeur inférieure à i ,3 à
•ïne valeur supérieure. Cet accroissement a paru un peu trop grand
pour être entièrement attribué à la plus grande rapidité de la délente,
«U suggéré l'idée que les ions n'ont pas tous un égal pouvoir d'agir
C"nim me noyaux. J'espère faire sur ce point des recherches spéciales;
<î ♦•si évidemment un fait qui pourrait avoir une importance considé-
•^"le pour les problèmes de l'électricité atmosphérique; car si les
'ons négatifs, par exemple, différaient des positifs par leur pouvoir

de condenser («au autour d'eux, il pourrait se former un nua^
auUfur des ioBs d'une espèce, et pas autour des autres. Les ions di
nuage lonil>eraîenl sous l'action de la pesanteur et il se produinil
une séparation des ions positifs et négatifs et un rKamp électriqur,
le travail nécessaire à la créaiioo de ce champ étant fourni p«r b
pesanteur.

Lappareil ifig.
Od réalise la détei

<} esi égakateoi celui de M. Wilson, à peu de cho*«prêiii
:e CD tirant brusquement sur une lige M, termiDée par u

bouchon de caoutchouc, ce qui démasque l'ouverture du tube H relié an réci-
pieni vide F; le piston P est exactemeni guidé par le tube C, et sa biM
plonge dans l'eau au lieu de plonger dans le mercure. R. S, C sont les pièce)
d'appareil destinées à régler la détente.

n représentant la pression barométrique eti; la pression masimun)
de la vapeur d'eau à la température de l'expérience, la pression de
l'air avant la détente est

La pression de l'air après la détente, quand la lempéi

(') Voytz cv Volume.

SUR LA CHARGE BLBCTRIQUE TRANSPORTEE PAR LES IONS. 809

sa valeur initiale, est

où p est la pression due à la différence de niveau du mercure dans
les deux branches du manomètre.
Donc, si C| et v^ désignent les volumes initial et final,

1^, Pi n — ic

Vi pj n — Tc — />

A est le vase dans lequel on mesurait la vitesse de chute du brouil-
lard et la conduclivité du gaz. C'est un tube de verre de 36""" de
diamètre environ, recouvert d^une plaque d'aluminium; un morceau
de papier buvard humide est placé contre la face inférieure de la
plaque et le courant électrique passe du papier buvard à la surface
horizontale de l'eau dans ce récipient. Le papier buvard a pour
fonction d'empêcher l'ionisation anormale qui se produit près de la
surface d'un métal frappé normalement par des rayons Rontgen.
M. Langevin a montré que cette ionisation est pratiquement nulle
quand les surfaces sont humides.

La bobine et le tube focus produisant les rayons étaient placés
dans une grande caisse en fer D soutenue par des supports; un trou
percé dans le fond de la caisse était fermé par une fenêtre d'alumi-
nium. Le récipient A était placé au-dessous de cette fenêtre et l'am-
poule productrice des rayons à quelque distance derrière elle, de
sorte que le faisceau de rayons qui sortait de la caisse n'était pas
très divergent. On réduisait l'intensité des rayons au degré voulu en
interposant des feuilles de papier d'étain ou d'aluminium en nombre
convenable entre l'ampoule et le récipient. La caisse D et la plaque
d'aluminium qui fermait A étaient reliées au sol et à l'une des
paires de quadrants d'un électromètre. L'autre paire était reliée à la
surface de l'eau, qui était chargée par l'un des pôles d'une pile
formée généralement de deux éléments Leclanché dont l'autre pôle
était à la terre. Après avoir chargé la surface on l'isolait et l'on véri-
fiait l'isolement de l'appareil en observant s'il n'y avait pas de fuite
quand les rayons ne passaient pas : si l'isolement était reconnu bon,
on faisait passer les rayons, et la charge commençait à fuir; en mesu-
rant la vitesse de fuite on pouvait déterminer la quantité d'électri-
cité qui traversait en i seconde le gaz exposé aux rayons, à condition
de connaître la capacité du système. La capacité réelle du système
formé par le récipient qui se décharge, les fils de connexion et les

8 10 J.-J. THOMSON.

quadrants de rëlectromèlre, dépend dans une large mesure de la
charge de ce dernier et croit si rapidement avec elle, que la vitesse
de déplacement de l'image lumineuse réfléchie n'augmente plus que
très lentement quand la charge de Télectromètre a dépassé une cer-
taine valeur. Le calcul suivant en donne la raison.

Soient Qi la charge du système formé par l'une des paires de
quadrants et l'appareil qui lui est relié, V| le potentiel de cette paire
de quadrants, V2 celui de la seconde et V, celui de l'aiguille; on a

où 9,1, y, a, <jr,, sont les coefficients de capacité. Soit 8 l'azimut de
l'aiguille; quand les deux paires de quadrants et l'aiguille ont le
même potentiel, Q, ne dépend pas de ^ si les quadrants sont symé-
triques par rapport à l'axe de l'aiguille. On a donc

^yii dçit dqii _

rfe ^ rf6 "^ </e ""

Si l'aiguille est d'abord placée symétriquement par rapport aux
quadrants, on a approximativement

dH
quand 0 est petit.

Si doncc|ii, «^is désignent les valeurs de q^yÇa quand 8 = 0, on
a approximativement, en posant p = -^>

Qi = ^iiiV,-4-^„v,H-.i„Vs-hpe(V,-v,).

Si V2=o on a, puisque la déviation de l'aiguille est à peu près
proportionnelle au produit de la diH'érence de potentiel entre les
quadrants par le potentiel de l'aiguille,

0 = A:V,V3,
d'où

Q. = qiiV,^.l„V3-^^pV,V|-A:pVîVa;

le quatrième terme du second membre est petit vis-à-vis du troisième;
on a donc

SIR LA CHARGE ÉLECTRIOI^E TRANSPORTÉE PAR LKS IONS. 8ll

La capacité effective est donc

On mesurait la capacité efl'ective en reliant aux quadrants un con-
densateur à plateaux parallèles et observant, pendant que le système
était isolé, le changement amené dans la déviation par une augmen-
tation connue de la distance des plateaux. Soient C et C les valeurs
delà capacité du condensateur dans la première et la seconde posi-
tion, V| et V'^ les potentiels correspondants, on a

Q, = (.InH- C )Vt -u .1,3 V,H- pk\, Vf
= (^11+ C')V; + .i„ V3-^ pk\\ Vî ;
d'où

V|el \\ sont proportionnels à la déviation dans les deux cas, C et C
connus; Téquation permet donc de calculer ^^n-H^A'VJ, capacité
effective du système.

Si, pendant l'action des rayons, le mouvement de Tindex lumineux
indique une variation de potentiel de V volts par seconde, la quantité
d'éleclricité qui traverse pendant ce temps la section droite du réci-
pient exposé aux rayons est CV. Mais, si n est le nombre des ions,
positifs et négatifs, par centimètre cube de gaz, Uq leur vitesse
moyenne pour un champ de i volt par centimètre, A la surface des
plaques, E Tintensité du champ, cette quantité d'électricité est égale

à/iewoEA, et Ton a

CV = neuoX ;

desorle que, si Ton connaît n et Uqj on peut tirer de celte équation la
Valeur de e.
Les expériences étaient faites de la manière suivante :
Od reliait la plaque d'aluminium et la surface de l'eau aux pôles de
deux éléments Leclanché, et Ton mesurait la vitesse de chute r^ des
gouttes produites par la délente en Tabsence des rayons; on faisait
passer les rayons, et l'on mesurait la vitesse de chute /*a du brouillard
produit par la détente; on supprimait les rayons, on faisait une troi-
sième détente, et l'on mesurait la vitesse de chute r^ du brouillard;
si /'j était inférieur à ri d'une quantité appréciable, on en concluait
que les ions produits par les rayons étaient trop nombreux pour avoir
été captés par une seule détente, et l'on diminuait Tintensité des
rayons en interposant une feuille d'aluminium entre l'ampoule et le

8ia J.-J. THOMSON.

récipient; on recommençait les opérations jusqu'à ce que rj fût égal
à Ti, et Ton admettait alors que tous les ions étaient captés parle
brouillard dû à la détente. On déduisait la grosseur des gouttes de
leur vitesse de chute d'après la formule

^^ " 9 P- *
Si q est la masse d'eau déposée par centimètre cube de gaz, on a

q — 71 -ira».

La méthode employée pour déterminer q est celle qu'a donnée
Wilson (/oc. cii,^ p. 299). On a

où L désigne la chaleur latente d'évaporation de l'eau, G la chaleur
spécifique du gaz à volume constant, M la masse spécifique du gaz,
^2 la plus basse température atteinte pendant la détente, t la tempé-
rature au moment où les gouttes sont complètement formées.
Puisque

où Pi est la densité de la vapeur d'eau avant que la condensation
commence et p la densité à la température /, on a

CM,

p = p! — ï7^ *^*

p étant une fonction de t^ cette équation nous permet de calculer /.
Si X est le rapport du volume final au volume initial et ^o la tempéra-
ture avant la détente, on a, en prenant comme pression initiale hôo"*",

j^^ 0,00129 ^7^

De plus,

où po est la densité de la vapeur d'eau à la température ^o*

Le refroidissement dû à la détente est déterminé par Téquation

, 273 -h ^0 ^ ,

C = 0,167; L = 606.

SUR LA CHARGB ÉLEGTRIOUB TRANSPORTEE PAR LES IONS. 8l3

Donc

po 0,167 o,oori9 ^7^ /, ..

Appliquons ces équations à un cas particulier. Dans une des expé-
riences, on avait /©^ i6"C., et

_ 760—13,5
760 —- ii,5 — 197

, '273-1-16 , ,

= logi,i34,
273H-f,= 254,8.
f, = — 18,2,
po= o,ooooi34i

606 X i,3o X 289 '

P = 98,4 X io~^— 2,46 X 10-^(^-4-182).

Si nous posons / = 1,2, nous tirons de cette équation

p= 5o,7 X 10-",

<]ui est très sensiblement la valeur de 0 à i",2C. ; nous en déduisons
(|ue <=i,2, et que la quantité d'eau ^ déposée par unité de volume
<iu gaz détendu est 47^7 X io~' grammes.

On a trouvé que, pendant l'action des rayons, la vitesse des gouttes
élâito, i4cm : sec, et sans les rayons o, 4' cm : sec.

Relation entre la vitesse et la grandeur de la goutte. — La vitesse
de chute r d'une goutte d'eau de rayon a dans un gaz dont le coeffi-
cicnt de viscosité est [x, est donnée, en négligeant la densité du gaz
devant celle de la goutte, par la formule ( * )

d'où

3^ r-^' . 3jj^

(-©

(') yw" IjkMB, Hydrodynamics, p. 23o.

8l4 '•-!• THOMSON.

OÙ ^ est le coefficient de glissement. S'il n'y a pas de glissement entre
le gaz et la sphère, ^ est infini et Ton a

(0 y^li^;

9 K
tandis que, si J— est grand, on a

V- • ^'^^

Puisque a figure en dénominateur dans les termes qui contiennent 71

l'influence du glissement sur le mouvement de sphères très petites,
comme celles que nous considérons, sera beaucoup plus grande
qu'avec les sphères de la dimension de celles que l'on emploie
comme boules de pendules, pour lesquelles on a montré que l'in-
fluence du glissement est trop faible pour être aperçue. On ne peut

donc pas négliger de prime abord, dans notre cas, les termes en ^ —

La théorie cinétique des gaz éclaire un peu la question, car, d'après

cette théorie ( '), -^ est de l'ordre du libre parcours moyen d'une mo-

lécule, c'est-à-dire pour l'air à la pression atmosphérique de l'ordre
de io~* centimètres; donc, si a est grand en comparaison du libre
parcours moyen, on peut admettre que la relation entre la vitesse et
la grandeur des gouttes est donnée par l'équation (i).
Si l'on y fait t^ = o,i4, ^= 981, [x = 1,8 x io~% on a

a* =11,5 X io-«,
a = 3,39 X 10-*,

|ita»= i,63x£o-»o.

Comme le rayon de la goutte est considérable en comparaison du
libre parcours moyen dans l'air à la pression atmosphérique, on peut
avec quelque confiance accepter cette équation (i) comme vraie pour
des gouttes de cette grandeur.

On en tire

#1= . ^ =-^,94x 10*.

C'est le nombre des ions contenus dans 1*"* du gaz détendu; leur
( * ) Voy. Maxwell, Stresses in rarefied gcues ( Œuvres complètes, vol. Il, p. 709).

SUR LA CHARGE ÉLECTRIQUE TRANSPORTÉE PAR LE8 IONS. 8l5

nombre dans i*^"* de gaz avant la détente était

2,94 X 1 ,36 X 10*= 4 X 10*.

Considérons maintenant la partie électrique de Texpérience. L'élec-
Iromètre a donné une déviation de 90 divisions de l'échelle pour deux
éléments Leclanché, la capacité du système formé par le récipient con-
tenant le gaz exposé aux rayons, les fils de connexion et les quadrants
étant de 38 U.E.S. Le diamètre des électrodes circulaires entre les-
quelles se produisait le courant était 3*^"',(), leur distance 2*^™. En
présence des rayons, et pour la différence de potentiel entre électrodes
fournie par les deux Leclanché, la déperdition déplaçait l'index de
^divisions par minute; si donc E désigne la force électromotrice d'un
Leclanché, la quantité d'électricité traversant en une seconde la sec-
lion droite du tube à décharges est

io X 60 3oo

Maisceci estégalà A/ie^oE', où A, aire des électrodes, estirx (1,8)'';
n, nombre des ions par centimètre cube, 4 x *o*j ^ est la charge
d'union; Uo la vitesse moyenne des ions positifs et négatifs pour un
champ de i volt par centimètre, que M. Rutherford a trouvée égale à
i,6x 3 X 10*; E', le champ, que nous supposons uniforme, est égal
iEdans notre cas. Substituant ces valeurs, on a, pour déterminer la
charge e d'un ion , l'équation

E = it(i,8)'x 4 Xio^x e x4,8 xio*x E,

3oo
d'où

e = 6,3 X io-»o.

Dans le calcul précédent, nous avous supposé que les noyaux pro-
ducteurs du nuage sont ceux qui déterminent la conductibilité; il se
condense cependant un léger brouillard même en l'absence des rayons;
^ nous admettons que les noyaux qui le produisent sont encore actifs
en présence des rayons, il s'ensuit que l'évaluation précédente du
nombre des ions qui propagent le courant est trop élevée de la quan-
tité correspondant aux noyaux présents dans le gaz quand les rayons
ne le traversaient pas. Comme en l'absence des rayons le brouillard
tombait trois fois plus vite qu'en leur présence, le nombre des noyaux
dans le second cas est au nombre des noyaux dans le premier comme i

esta 3^, ou 5,2; donc r — des noyaux ne prennent pas part à la pro-

8r6

J.-J. THOMSON.

pagation du courant, de sorte que pour avoir la charge des Ions il faut

augmenter la valeur trouvée dans le rapport de i + 7 — a 1 , ce qui

donne

e= 7,4 X io-«o.

Le Tableau suivant donne les résultats d'autres expériences rela-
tives à Tair :

Viiesse

sans la correction

Courant

relative aux noyaux

à travers

cbaie

existant avant

Détenle.

Tcn]

ipérature.

le gaz.

du nuage.

le passage des rayons.

corrigé

1,36

0,243 E

0,09

6,7 X lo-»»»

7.6

1,36

o,i33Ë

0,147

6,4

7,2

1,38

o,i43E

o,i56

7,3

«.4

1,36

o,i96E

0,104

6,3

7.4

1,36

o,ii5E

0, 125

5,0

6,0

La moyenne de ces valeurs et de la précédente est

i? = 7,3 X lo-ïo U. E. S.

Il fallait faire une autre correction pour tenir compte de la conduc-
tibilité donnée aux parois du vase par la couche d'humidité adhérente.
Bien que ces parois fussent isolées de la plaque d'aluminium placée à
la partie supérieure et qu'il n'y eût pas de fuite quand les rayons ne
passaient pas, la conductibilité du verre obligeait une partie du
courant à cheminer le long des parois quand les rayons agissaient,
tandis qu'on a supposé dans le calcul que ce courant passait tout
entier à travers l'air.

Pour évaluer la correction, on construisit deux récipients de même
forme et de même grandeur, dont l'un était exactement semblable à
celui qui a été décrit plus haut, tandis que les parois de Tautre étaient
vernies à la gomme laque, et que l'eau y était remplacée par une
feuille d'aluminium de même surface, placée à la même distance de
la feuille supérieure. Les couvercles d'aluminium des deux vases
étaient découpés dans la même feuille de métal. Quand ils étaient ex-
posés aux rayons Rontgen, le courant du récipient contenant defeau
était au courant de l'autre comme 9 est à 8. Le courant passant direc-
tement entre les électrodes était donc les | du courant observé.
Cette correction donne, pour valeur moyenne de e,

- X 7,3 X io~*o = 6,5 X io-*o.

80E LA CHARGE ÉLECTRIQUE TRANSPORTÉE PAR LES IONS. 817

On a fait avec l'hydrogène une série d'expériences analogues. Le
nombre des ions était moins grand dans ce gaz que dans l'air, et la
viscosité plus faible donnait aux gouttes une vitesse bien plus grande;
en l'absence des rayons elles tombaient si vite (en une seconde ou
deux seulement), qu'on ne pouvait déterminer exactement la vitesse;
il n'était même pas certain qu'elles eussent acquis un état stable. La
vitesse de l'ion d'hydrogène à travers Thydrogène, sous un champ
égalàTunité, est prise égale à 3 fois celle de l'air, et le coefficient de
viscosité égal à 9,3 X io~*.

Le Tableau suivant donne les résultats des expériences :

e
(sans la correction

Courant

Vitesse

pour les noyaux

à travers

de chute

existant en l'absence

>étente.

Température.

le gaz.

du brouillard,
cm : »ec

des rayons).

1,36

0,'2I

0,41^

6,3 X io-»o

1,38

0,127

0,5

5,5

1,3;

o,o83

G, 83

6,9

1,35

»7

0,19

0,5
ovenne

8,0
... 6.7 X io-*o

Les expériences paraissant prouver que la charge de l'ion est la
Qtéme dans l'hydrogène et dans l'air, la valeur de e n'a pas été cor-
rigée de l'influence des noyaux préexistant au passage des rayons
comme elle l'a été pour l'air. Ce résultat est évidemment d'une grande
importance pour la théorie de l'ionisation des gaz par les rayons
Rôntgeu.

Dans la détermination des nombres qui précèdent on a fait des hy-
pothèses qui auraient pour résultat, si elles étaient incorrectes, de
tinsser la valeur de e. Par exemple, nous avons supposé uniforme le
dump entre les plaques. Le professeur Zeleny a montré que ce n'est
pas strictement vrai (*); la chute de potentiel près des électrodes
est supérieure à la valeur moyenne, tandis que dans la masse du
px elle lui est inférieure. Le gradient de potentiel dans le gaz est
Jonc moindre que le quotient de la différence de potentiel par la
<li5lance des plaques,' valeur que nous lui avons attribuée dans les
^culs. Pour les rayons très affaiblis employés dans ces expériences,
«différence entre la valeur exacte et la valeur admise est si faible

[^ ) Philos. Mag.f juillet 1898; /oar/z. dePhys., 3' série, t. VII, p. 120, ( Voir aussi
<« Recueil.)

S. P. 5a

8l8 J.-J. THOMSON. — SUR LA CHARGE ÉLECTRIQUE TRANSPORTÉE PAR LES IONS.

qu'il n'a pas paru nécessaire dans les expériences définitives de cal-
culer une correction, d'autant plus que les variations de la bobine, etc.
amenaient des perturbations beaucoup plus graves. Nous avons sup-
posé de plus que le brouillard entraîne tous les ions dans sa chute ; s'il
en restait, la valeur obtenue pour la charge serait supérieure à la valeur
réelle. Celle que nous avons trouvée pour la charge de l'ion produit par
les rayons Rontgen est supérieure à celle que l'on attribue ordinairement
à l'atome d'hydrogène dans l'électrolyse. Il ne semble pas cependant
qu'il y ait de raison valable de rejeter la valeur élevée que nous avons
trouvée. On déduit des Jois de l'électrolyse, en désignant par ^ la
charge de l'ion en unités électrostatiques, et par N le nombre de mo-
lécules par centimètre cube à la température et à la pression normales
{voir RiCHARz, Bonn Sitzungsberichten, 1891, p. 23),

Ne = 119 X 10^;

si l'on fait e := 6,5 x io~*®, il vient

N = 20 X 10**;

tandis que N déduit des expériences sur la viscosité de l'air est égal
à 21 X 10**. Bien que les mesures des coefficients de viscosité des
autres gaz donnent en général pourN des valeurs plus fortes, l'accord
entre la valeur déduite de nos expériences et celle que la théorie ciné-
tique des gaz tire des expériences de viscosité suffit à montrer que
cette théorie est compatible avec la valeur que nous avons trouvée
pour e, et qui est la même, ou tout au moins du même ordre de
grandeur que la charge transportée par l'ion d'hydrogène dans l'élec-
trolyse.

Il est intéressant de remarquer, à propos de ce résultat, que le
professeur H. -A. Lorentz (* ) a montré que la charge des ions dont le
mouvement produit les raies spectrales qui sont aflcclécs par le phé-
nomène de Zeemann est du même ordre de grandeur que la charge de
l'ion d'hydrogène dans l'électrolyse.

(*) Koninkligke Akademie van Welenschappen te Amsterdam, 6 avril 1898.

^•M'

THEOWE DE LA RELATION ENTRE LES RAYONS CATHODIQUES

ET LES RAYONS RONTGEN,

Par J.-J. THOMSON.
Traduit de Fanglais par M. MOULIN.

Philosophical Magazine, t. XLV, 189S, p. 17a.

Lne particule électrisée en mouvement est entourée d'un champ
Baagnélique, dont les lignes de force sont des cercles qui ont pour axe
la trajectoire de la particule. Si la particule est brusquement arrêtée,
par suite de Tinduction électromagnétique, la variation du champ ma-
gnétique ne sera pas instantanée ; Tinduction donne naissance à un
champ magnétique qui, pour un instant, compense celui qu' est dé-
truit par Tarrét de la particule. Le nouveau champ, ainsi introduit,
n'est cependant pas en équililire, mais il s'éloigne à travers le diélec-
trique comme une pulsation électrique. Dans cette Note, nous allons
calculer le champ magnétique et le champ électrique transportés par
celle pulsation en un point du diélectrique.

La distribution des champs magnétique et électrique autour de la
particule en mouvement, dépend surtout de la vitesse de la particule.
Si sa vitesse est assez petite pour que Ton puisse négliger le carré de
son rapport à la vitesse de la lumière, le champ électrique est distri-
bué symétriquement autour de la particule et, à une distance r de

celle-ci, il est égal à —> e étant la charge de la particule; les lignes

<le force magnétique sont des cercles qui ont pour axe la trajectoire
^le la particule; l'intensité du champ magnétique en un point P est

•""jip-* tr étant la vitesse de la particule et 9 l'angle que fait le rayon

joignant la particule à P avec la direction du mouvement.

Cependant, lorsque la vitesse de la particule est trop grande pour
l'ie nous puissions négliger le carré de son rapport à la vitesse de la

820 J.-J. THOMSON.

lumière, la distribution du champ électrique n'est plus uniforme; le
champ électrique, ainsi que le champ magnétique, tend à se concen-
trer dans le plan équatorial, c'est-à-dire le plan passant par le centre
de la particule et normal à la direction de son mouvement; cette
tendance croît avec la vitesse de la particule jusqu'à ce que, lors-
qu'elle est égale à la vitesse de la lumière, les champs magnétique et
électrique s'annulent en tout point non situé dans le plan équatorial
et, dans ce plan, deviennent infinis.

Les pulsations émises par l'arrêt de la particule chargée sont,
comme on pouvait s'y attendre, difTérentes quand le rapport de la
vitesse de la particule à celle de la lumière est petit ou quand il est
voisin de l'unité. Mais, même quand la vitesse est faible, la pulsation
émise par l'arrêt de la particule transporte en un point extérieur
une perturbation dans laquelle le champ magnétique est énormé-
ment plus grand qu'il ne l'était au même point avant que la parti-
cule soit arrêtée. Le temps que met la pulsation pour passer en un
point P est, si la particule chargée est sphérique, égal au temps que
met la lumière pour parcourir une distance égale au diamètre de cette
sphère; l'épaisseur de cette pulsation est excessivement petite par
rapport à la longueur d'onde de la lumière visible. Quand la vitesse
de la particule approche de celle de la lumière, deux pulsations sont
émises au moment où elle est arrêtée. L'une de ces pulsations est
plane et son épaisseur est égale au diamètre de la particule chargée :
cette onde se propage dans la direction du mouvement que possédait
la particule; il n'y a aucune onde se propageant en arrière; l'autre
est une pulsation sphérique s'étendant dans toutes les directions, dont
l'épaisseur est encore égale au diamètre de la particule chargée, et
très petite par rapport à la longueur d'onde de la lumière ordinaire, si
cette particule est de dimensions moléculaires ou plus petite. La théo-
rie que je désire mettre en avant est que les rayons Ronlgen sont
constitués par ces minces pulsations de perturbation électrique et ma-
gnétique qui sont émises au moment de l'arrêt des petites particules
chargées négativement qui constituent les rayons cathodiques.

Nous allons maintenant calculer la perturbation magnétique qui se
propage à travers les diélectriques quand une particule chargée se
trouve brusquement arrêtée.

Les composantes du champ magnétique et du champ électrique
satisfont à l'équation de Poisson

IBUTION BNTRB LES RAYONS CATHODIQUES ET LES RATONS RÔNTGBN. 82 1

dont la solution est, comme l'a montré Poisson,

tétant la valeur que prend la fonction au point P et au temps t\

U| la valeur moyenne de ^, quand / = o, sur la surface d'une sphère

d^
de centre P et de rayon V^; 0)2 la valeur moyenne de -^> quand

/=o, sur la surface de la même sphère.

SoIt/= o le moment où la particule est brusquement amenée au
repos. Prenons le centre de la particule amenée au repos comme ori-
gine des coordonnées et la trajectoire de son centre comme axe des z.

Les trois composantes a, p, y ^" champ magnétique au moment où
la particule est arrêtée sont alors, pour tous les points extérieurs à la
particule, données par les équations (*)

a = — -. ^ _ , — - = — w

(V»— wï)«

dt dz

VI) ( 0 e\w X d% rf3

^= L V dt=-'''Tz'

Pour tous les points intérieurs à la particule que nous pouvons
considérer comme une sphère de rayon a,

a = p = Y = o.

Dans ces équations, V est la vitesse de la lumière dans le diélec-
^que, w la vitesse que possédait la sphère chargée avant son arrêt,
*la charge de la sphère. Pour obtenir les valeurs de a, p, y, un temps
quelconque après l'arrêt de la particule, nous avons à intégrer par la
'nélhode de Poisson les valeurs données précisément sur la surface
de certaines sphères; dans le cas général, cette intégration conduit à
<lcs intégrales elliptiques compliquées. Nous pouvons nous faire une
'dée plus claire sur la nature physique de la perturbation si nous
considérons deux cas particuliers : 1° quand nous pouvons négliger

le carré et les puissances plus élevées de ^r» et 2" quand -y est très
voisin de l'unité.

{') Heàswide, Phil. Mag.f avril 1899, — J.-J. Thomson, Récent researches, p. 19.

.MAm

^•,.-L-

^?--X. -

. --WI, _

'' " .-.

- t

T*m. ^i ^-.. -A. -Al

«","

• —-7 1 .

'.•fc

* .«

-:vr:r. -:-? i^oas pour c

T T^Z i— r,.

■

IBUTION ENTRE LES RATONS CATHODIQUES ET LES RAYONS RÔNTGEN. 8'i3

«I, ^1 étant les valeurs données par les équations (2) que Ton peut
maintenant supposer être vraies de / = o à / = ^. et s'annuler

' toutes les deux quand / > y? «2» p2 étant le champ magnétique pro-

lenant de la perturbation donnée initialement par (3). Cette pertur-
F ktion commencera à se faire sentir au point P au bout d'un temps

— r — et cessera à l'instant — ^ — » O étant le centre de la sphère

chargée. Ainsi, l'épaisseur de la pulsation due à cette distribution
[.est égale au diamètre de la sphère,
f Nous pouvons facilement montrer que

prise sur la portion d'une sphère de centre P et de rayon V^ qui
est à l'intérieur de la sphère de rayon a est égale à

0P« V -^M.u /OP'

X étant la coordonnée du point P.
Donc, (1)4, valeur moyenne de ^-;j-> est égal à

0P«— a«— Vï/«\ T

iOP«V iM.a /OP

Alors,

D'où

d , . V ew / \ t\ X

\ ew [ yt\ y

"C/= k t= — — . Si la sphère est petite, — est grand par

f^pportà Funité et V^ est approximativement égal à OP; d'où

I e yw
**"" ïâÔPJ'

ft — I c xw

h et ^2 sont, quand a est très petit, très grands par rapport à ai et à ^1 •

824 J.-J. THOMSON.

Nous avons maintenant la solution complète du problème et nous
voyons que, après Tarrét de la sphère, le champ magnétique reste le

même en P, jusqu'à Tinstant / = — r^ où une pulsation très mince
de champ magnétique intense y arrive, champ dont l'intensité est
™- 9 6 étant l'angle que fait OP avec l'axe des z ; le champ magné-
tique primitivement en P était de direction opposée et égal à — ttôï—

Cette pulsation très intense ne dure qu'un temps très court; et l'idée

que je veux avancer est que cette pulsation constitue une sorte de

radiation Runtgen. La raison en sera donnée lorsque nous aurons

considéré le cas d'une sphère se mouvant avec la vitesse de la

lumière. Nous pouvons cependant indiquer que, puisque l'état repré-

».
sente par a, ^i dure un temps y> alors que l'état 0L2P2 dure seulement

2a
un temps -^,

f(idt= j^dt = o.

Ce doit être évidemment le cas pour l'intégrale curviligne du champ
magnétique le long d'un circuit qui est égal k ^iz fois le courant à tra-
vers le circuit; dans le cas présent, les courants sont des courants
diélectriques et sont égaux au taux d'accroissement du déplacement
électrique à travers le circuit, de sorte que l'intégrale par rapport au
temps de l'intégrale curviligne est égale à la variation du déplace-
ment; mais, quand nous négligeons ^9 la distribution du déplace-
ment est la même quand la sphère est en mouvement que lorsqu'elle
est au repos à l'état permanent : alors l'intégrale par rapport au
temps doit s'annuler.

Considérons maintenant le cas où la vitesse des particules est voi-
sine de celle de la lumière. Dans le cas limite où fv = V, nous voyons,
d'après les expressions données, que a et ^ s'annulent, sauf pour
z =0, valeur pour laquelle ils deviennent infinis ; dans ce cas, le champ
magnétique primitif est ramassé dans un plan passant par le centre
de la sphère et normal à la direction de son mouvement. Quand
w est presque, mais pas tout à fait, égal à V, la perturbation est
pratiquement renfermée entre deux cônes dont les demi-angies

verticaux sont 8 et — r 8, 0 étant un petit angle. Pour simpli-

iîer l'analyse et conserver cependant les caractères essentiels de ce

lEUTION BNTRB LES RATONS CATHODIQUES ET LES RATONS RÔNTGEN. 8^5

cas, nous supposerons que la perturbation initiale, au lieu d'être
ramassée entre ces deux cônes, est ramassée entre les plans z =-{- d
et 5=— rf, d étant une quantité petite, et que les champs magné-
tique et électrique sont parallèles aux plans, les lignes de force élec-
trique étant radiales et à angle droit de l'axe des z^ et les lignes de
force magnétique des cercles dont le centre est sur l'axe des z. Soit
E le champ électrique en un point situé à la distance p de l'axe; le
flux d'induction total à travers la surface d'un cylindre passant par
ce point et ayant pour axe l'axe des z est alors égal à

il doit être égal à ^Tze, d'où

Donc, si a et [3 sont les composantes du champ magnétique au mo-
ment de l'arrêt de la particule,

a- ^^^

de '^ dz* dt " dz'

j et ^ sont nuls tous les deux, sauf quand z = ±d^ valeurs pour

lesquelles ils sont infinis.

Ces équations donnent l'état initial du champ autour de la parti-
cule chargée; à l'intérieur de cette particule, que nous considérerons
comme une sphère de rayon rf, nous supposerons que les champs
électrique et magnétique s'annulent tous les deux.

Ainsi, la distribution primitive du champ est ramassée entre deux
pkns parallèles et, de cet espace, nous devons exclure ce qui est à
I intérieur de la sphère puisqu'il n'y a pas de champ magnétique.

Voyons maintenant comment cette distribution se propagera dans
I espace. Cherchons ce qui arrivera au point P. 11 ne se produira
aucun effet en P jusqu'à ce qu'une sphère de rayon V^ et de centre P
coupe l'espace compris entre les plans. Ceci n'arrivera pas jusqu'à

ce que t= ^ » c étant la distance du point P au plan passant par

k centre de la sphère et perpendiculaire à la direction du mouve-
ment qu'elle possédait avant l'arrêt. Quand / est plus grand que cette

826 J.-J. THOMSON.

valeur, la sphère coupera l'espace compris entre les plateaux, et, pour
appliquer la loi de Poisson, nous avons à trouver la valeur moyenne
du champ magnétique sur la surface de cette sphère. Prenons pour
plan des xz celui qui passe par P. Soient Q un point de la surface de
la sphère, dS un élément de cette surface, ^ l'angle que fait le plan
qui passe par Q et Taxe des z avec le plan des xz^ p la distance du
point Q à l'axe des 2, et Q l'angle compris entre p et la normale à la
sphère en Q; l'élément de surface compris entre z et z-i-dz, O et
^ -h rf^,

aS = p

Initialement

de sorte que

cosO
e\ cos4>

p d

^ d cos6

Maintenant, si l'on appelle a le rayon VT de la sphère, et si r,
coordonnée de P, est 6, nous pouvons aisément montrer que

cos6 = — /a* — {» — c)« — 6*sin*4>;
a

donc

o jo ^^V co% ^ d^ dz

p ao = —j ,

Les limites de ^ sont

=t sm-* 1 — =± sin-» j.

Pour trouver la valeur moyenne de ^ sur la sphère, nous devons
doubler cette valeur, car à chaque valeur de ^ et de 2 correspondent
deux éléments de la surface de la sphère qui sont compris de la
même façon dans l'intégrale; d'où

J ^ ^ J Jn 6/sin«&--sin>*

= •itzeV -r I dz.

Pour les limites de z^ il faut tenir compte de ce que la sphère ne
coupe pas ou coupe complètement l'espace compris entre les deux

msEJkTiox c^mx us eatoks ckTmommcES et les eatoxs

«i?

plans parallèles. Dans le premier cas, V/ est plus petit que c
les limites de z sont c — V/ el c/: alors

— rfet

dans le dernier cas, V/ est plus grand que c -7- d el les limites de z
sont — ^ et + ^; donc, dans ce cas.

Donc (0|, valeur moyenne initiale de ^ sur la surface de cette
sphère, est

dans le premier cas, et

l bd \t

dans le second ; d'où

b\t

suivant que

\t<cd.

La valeur de ^(^^1) ^st la même quand le point P est en avant

ou en arrière du plan.
Nous pouvons maintenant trouver la valeur de

J-dS^-VjJ-^.—^^ —

2^ est nul, sauf à la surface du plan; donc, quand la sphère coupe le
plan 5= rf et ne coupe pas le plan z= — rf, nous avons

/^^-v/<?,.,2^

= ie

Va
bd

Quand la sphère coupe les deux plans z=^d tl z = — t/,

Alors, (1)2, valeur moyenne initiale de -^ sur la surface de la sphère,

828 J.-J. THOMSON.

est donnée par l'équation

1 e\
e(i>i= - r-j9 quand la sphère coupe s = d et ne coupe pas z =^ — d,

I e\
/(Oj = r-T 9 quand la sphère coupe z = — d et ne coupe pas z =d,

tvùi= o, quand la sphère coupe les deux.

D'où, par la formule de Poisson,

eV
P = j-jy quand la sphère coupe z = d et pas z = — d^

P = o, quand la sphère coupe z = — d et pas z = d^
P = o, quand la sphère coupe z = d et aussi z = — d.

Ainsi, la distribution du champ magnétique entre les plans
z = ±d se propage en avant, sans modification, avec la \dtesse V, et
il n'y a aucune pulsation correspondante se propageant dans le sens
négatif.

En plus de la pulsation plane, il y aura aussi, comme dans le cas
précédent, une pulsation sphérique dont l'épaisseur est 2d; nous
pouvons calculer le champ magnétique en un point de cette pulsa-
tion comme il suit : soit H le champ magnétique en un point de celle
pulsation à la distance b de l'axe des z, l'intégrale curviligne de la
force magnétique le long du cercle de rayon b qui a pour axe Taxe

nd
des z, est 2TCiH; le champ magnétique dure un temps -^j de sorte

que l'intégrale prise par rapport au temps de l'intégrale curviligne
. ^Tzbdll

est y '

En un point situé en avant de la particule, l'intégrale par rapport

au temps du champ magnétique dû à la pulsation plane le long du

même circuit est

^e\ id ,
oa V

Donc l'intégrale par rapport au temps de tout le champ magné-
tique le long de ce circuit est égale à

411^11 r^ H- 4^^'

Ceci est égal à 4 "^^ fois la variation de la polarisation à travers le
même circuit : au moment où la particule a été arrêtée, cette polarisa-
tion était nulle et, quand le champ a atteint un état permanent, le

RELATION BNTMB LES HATONS CATHODIQUES ET LES RAYONS RÔNT6EN. 829

lamp électrique est distribué uniformément, de sorte que la polari-
ition à travers ce cercle est

-^(i — cosO),

élanl Tangle aigu que font OP et Taxe des Zj P étant un point de la
irconférence du cercle ; d'où

4'KÔHy -{- iize = 'nze(i — cos6),

Vtf cet-
2 ra

" étant la distance OP. Le signe moins indiquant que le champ ma-
|;iiétique de la pulsation sphcrique est opposé au champ de la puisa-
ion plane.

En un point situé derrière la particule chargée, il n'y a pas de pul-
^tion plane, de sorte que

^-KblV ^ = 27rtf(i — cos6'),

Vêtant l'angle aigu que fait OP avec l'axe des z ; ainsi

\e lanc —

1 1
H' = — - - •

2 rd '

doù, si 6 est l'angle que fait OP avec la direction positive de l'axe
fe-, le champ magnétique en un point quelconque de l'onde sphé-
rique est donné par

Vécût-

n=-i— ^.

2 rd

Ainsi, nous voyons que l'arrêt d'une particule chargée donnera
^ïssance à une pulsation très mince de champs magnétique et élec-
^''ique intenses ; quand la vitesse de la particule sera petite, il y aura
''De pulsation sphérique; quand la vitesse sera voisine de celle de la
'Umière, il y aura, en plus de la pulsation sphérique, une pulsation
plane se propageant seulement dans la direction du mouvement. Ce
ont ces pulsations que je suppose constituer les rayons Rôntgen.
)omme elles consistent en perturbations électriques et magnétiques,
1 peut s'attendre à ce qu'elles produisent quelques effets analogues
ceux que produit la lumière. Si elles sont tellement minces que le

83o J.<J. TI101I80N.

temps qu'elles inetlent pour passer à travers une molécule d'une sub-
stance est petit par rapport à la durée de vibration de la molécule, il
n'y aura pas de réfraction et la minceur de la pulsation expliquerait
aussi l'absence de diffraction.

Dans l'étude qui précède, nous avons supposé que l'arrêt de la par-
ticule est instantané ; si le choc dure un temps fini T, la pulsation né-
gative s'éloigne, de sorte que son épaisseur, au lieu d'être 2a, sera
2rt -h VT, V étant la vitesse de la lumière. L'intensité du champ ma-
gnétique dans la pulsation variera en raison inverse de Tépaisseur de
la pulsation, de sorte que, lorsque la collision dure un temps T, le

champ magnétique, dans la pulsation négative, sera la fraction ^

du champ donné ci-dessus. Plus brusque sera le choc, plus mince
sera la pulsation et plus grand sera le champ magnétique et l'énergie
contenue dans cette pulsation ; la pulsation possédera cependant les
propriétés des rajons Rontgen jusqu'à ce que T soit comparable à
l'une des périodes de vibration de la substance à travers laquelle elle
a à passer. Dans le cas des rayons cathodiques, toutes les conditions
paraissent favorables à un arrêt très brusque, car la masse des parti-
cules en mouvement est très petite et leur vitesse excessivenienl
grande. Dans quelques expériences que j'ai décrites dans le Philo-
sophical Magazine d'octobre 189- sur les rayons cathodiques, la vi-
tesse des particules négatives était d'environ un tiers de celle de la
lumière, et dans quelques expériences plus récentes sur les rayons
Lenard, avec les appareils décrits par Des Coudres, des vitesses con-
sidérables ont été trouvées. Une variation dans la durée du choc
changera l'épaisseur de la pulsation et changera ainsi la nature des
rayons.

Si nous supposons qu'une partie de l'absorption des rayons est due
à ce qu'ils communiquent de l'énergie à des ions chargés pendant
leur parcours, nous trouvons que, plus la pulsation sera épaisse, plus
l'absorption sera grande. Supposons que E soit le champ électrique
de la pulsation, m la masse et e la charge d'un ion; si alors u est la
vitesse communiquée à l'ion quand la pulsation le rencontre, t le
temps mis par la pulsation pour passer au point où il se trouve,

mu = Eef,
ou, si d est l'épaisseur de la pulsation,

mu = E tf ^^ •

REUTION ENTRE LES RAYONS CATHODIQUES ET LES RAYONS RÔNTGEN. 83 1

Ainsi, Ténergie ^mu^ communiquée à l'ion est égale à

£ E« d^ g»
2 V«

D'un autre côté, l'énergie dans la pulsation est proportionnelle

à-yj-> de sorte que le rapport de l'énergie communiquée à l'ion à

l'énergie de la pulsation est proportionnel à d. Ainsi, plus large est la
pulsation, plus grande sera l'absorption et plus petit sera le pouvoir
pénétrant. L'énergie transportée par la pulsation est inversement
proportionnelle à son épaisseur.

Si nous reprenons l'expression qui donne l'intensité du champ
magnétique dans le cas (i), nous voyons qu'elle est proportionnelle à
sin8, de sorte que la perturbation est plus grande normalement aux
njons cathodiques : ainsi, si les particules cathodiques sont arrêtées
dès le premier choc, les rayons Rontgen seront plus intenses norma-
lement aux rayons cathodiques; si, toutefois, comme cela paraît pro-
bable, les particules cathodiques subissent plusieurs chocs avant
d'être amenées au repos, en changeant de direction entre chaque choc,
la distribution des rayons cathodiques sera plus uniforme. Les expé-
riences sur la distribution des rayons lliintgen produits par le choc
direct des particules cathodiques contre les parois du tube à décharge
sont, comme Sir George Stokes l'a indiqué, affectées par l'absorption
beaucoup plus grande du verre qu'ils traversent. Les expériences sur
lesrajons produits parles tubes focus donneraient des résultats d'in-
terprétation plus facile.

Le résultat auquel nous avons été conduit en considérant les effets
pwduits par l'arrêt brusque d'une particule électrisée, qui conduit à
penser que les effets produits par les rayons Rontgen sont dus à une
pulsation très mince de perturbation électromagnétique intense, est
en accord avec l'idée émise par Sir George Stokes dans la Wilde
Lecture (Proceedings of Manchester literary and pliilosophical
Society, 1897), ^"^ '^^ rayons Rontgen ne sont pas des ondes de très
courte longueur d'onde, mais des pulsations.

■»»•«

SUR LA REIATION

ENTRE

LA COMPOSITION CHIMIQUE D'UN GAZ ET L'IONISATION

QU*Y DÉTERMINENT LES RAYONS RÔNTGEN,

Par J.^. THOMSON.
Traduit de Tanglait par P. LU60L.

Proceedings of the Cambridge Philosophical Society, t. X, i8g8, p. lo à i).

Ce Mémoire rend compte des expériences faites en vue de déter-
miner rionisation produite dans un certain nombre de gaz quand ils
sont traversés par des rayons Rontgen. La méthode employée pour
mesurer l'ionisation est la suivante.

C'est un fait bien connu, que le courant électrique qui traverse un
gaz soumis aux rayons Rontgen ne croît pas proportionnellement à
la force électromotrice ; il tend vers une limite finie au delà de laquelle
il n'augmente plus, aussi grande que puisse être la force électromo-
trice. Ce courant maximum, que nous pouvons appeler courant de
saturation, est déterminé par la condition que le nombre des ions
détruits par le courant en i seconde soit égal au nombre des ions
produits dans le même temps par les rayons. La valeur du courant
de saturation est donc proportionnelle au nombre d'ions produits
par les rayons en i seconde, de sorte que, pour comparer l'ionisation
dans deux gaz, il n'y aura qu'à comparer leurs courants de saturation
en les exposant à des rayons de même intensité. La mesure du cou-
rant de saturation est relativement facile; la principale difficulté con-
siste à assurer la même intensité aux rayons qui traversent les deux
gaz. La radiation des ampoules utilisées dans ces expériences n'était pas
assez constante pour nous autoriser à admettre qu'elle restait inaltérée
entre les expériences faites successivement sur différents gaz; il était
donc nécessaire de disposer les choses de manière à éliminer autant

RKLATION ENTRE LA COMPOSITION CllIMlQt'E D'I'N GAZ ET L*I0N1SATI0N. 833

i|iie possible les effets des variations de fonctionnement de Tarn-
poule .

On y pourvut en exposant simultanément aux rayons deux réci-
pients A cl B; B servait d'étalon et contenait toujours de Tair, tandis
que V. était rempli alternativement d'air et de gaz a examiner. V et B
roiuenaient tous deux des électrodes, et Ton mesurait le courant entre
Cfs électrodes.

A et B étant d'abord tous deux remplis d'air, on faisait alternali\c-
ment une série de lectures de la déperdition à tra\ers A et B, jusqu'à
ce que la constance des résultats montrât que la radiation de l'am-
poule était à peu près stationnaire. Ces lectures donnèrent le rapport
des courants de saturation dans A et B, remplis tous deux d'air. On
remplissait alors A du gaz à examiner, et l'on mesurait de nouveau
les courants de saturation dans A et B. Ces déterminations faisaient
connaître le rapport du courant de saturation dans A plein de gaz,
au courant de saturation dans B plein d'air. Mais la première obser-
\ation donnait le rapport des courants de saturation en A et en B,
tous deux pleins d'air. En combinant les résultats on avait le rap-
port des courants de saturation en A quand il était rempli de gaz et
quand il était rempli d'air. Ce rapport est celui de l'ionisation du gaz
à rionisation de l'air.

Le courant en A et B passait entre deux plaques parallèles munies
«l'un anneau de garde (Jlg' i). Elles étaient disposées de manière

Fig. 1.

que la direction des rayons dans le gaz leur fût parallèle. Cet arran-
ijenient avait pour but d'éviter les ellets secondaires dont Perrin a
montré la production lorsque des rayons Rontgen frappent une sur-
face métallique. Le récipient B qui était toujours rempli d'air était
laissé ouvert, et les rayons arrivaient directement au gaz compris
enlre les plaques; l'autre récipient A qui devait recevoir les autres
?az était pourvu d'une fenêtre d'aluminium à travers laquelle péné-
traient les rayons. Tous les supports isolants employés pour main-
tenir les plaques étaient protégés contre les rayons Rontgen par des
écrans métalliques ; tous les corps solides que frappaient les rayons
étaient métalliques, car on avait obtenu, quand cette précaution
n'était pas prise, des effets très irréguliers. La bobine et l'ampoule
S. P. 53

«34

J.-J. TilOMSON.

productrice des rayons étaient dans une grande caisse en fer munie
de deux fenêtres d'aluminium en face desquelles étaient disposés les
récipients A et B.

Pour mesurer le courant de saturation on reliait la plaque a à Tune
des paires de quadrants d'un électromèlre, la seconde paire et les
pièces de garde ^ et y étaient à la terre; au début de l'expérience les
deux paires de quadrants étaient reliées ensemble. La plaque o étail
réunie à l'un des pôles d'une batterie de petits accumulateurs dont
l'autre extrémité était mise au sol; avec les gaz dont l'ionisation ne
dépassait pas beaucoup celle de l'air, il suffisait de 200 éléments
donnant une différence de potentiel de 4oo volts entre les plaques
placées à 1*^™ de distance, pour produire le courant de saturation;
mais avec les gaz tels que CP, H^S, SO^, H Cl, dans lesquels l'ioni-
sation est beaucoup plus forte que dans l'air, on dut employer
600 éléments pour être sûr d'avoir atteint le courant de saturation.

La communication entre les deux paires de quadrants était alors
supprimée; quand les rayons ne passaient pas à travers le gaz et que
l'on avait donné tous les soins nécessaires à l'isolement des plaques,
l'aiguille de l'électromètre restait au repos; cette fixité servait de
contrôle pour l'isolement. Mais, quand les rayons traversaient le gaz,
l'aiguille était déviée, car des charges électriques passaient à travers
le gaz de la plaque S à la plaque a; la quantité d'électricité qui passe
dans un temps donné (3o secondes dans ces expériences) est propor-
tionnelle au courant de saturation. On fit des expériences en reliant 0
au pôle positif de la batterie, puis en renversant les communications;
quand le fonctionnement du tube à vide était régulier, les déviations
de l'aiguille de part et d'autre de sa position de zéro étaient les mêmes
dans les deux cas.

Les tubes utilisés donnaient des rayons doux, les tubes à rayons
très pénétrants ayant été reconnus comme trop variables pour ces
expériences.

Le Tableau suivant donne les résultats; les nombres représentent
les courants de saturation dans les divers gaz, le courant de satura-
tion dans l'air étant pris pour unité :

Az2.

C02.

co.,

AaO

0,33
0,89

',4
0,86

1,08

Az^O 1,4/

G«Az«
G«H«.
H»S..
SO*..
H CI..
CI*. .
Az H» .

l,OD
I

6,4
8,9
'7,4
1 ?

BELATION ENTRE LA COMPOSITION CHIMIQUE d'iN GAZ KT l/lONISATION. 83J

Les expériences sur AzH^ n'ont pas pu être faites avec autant
d'exactitude que sur les autres gaz, parce qu'on n'a pu arriver à le
dessécher. Bien qu'il passât à travers des tubes de plusieurs pieds de
long remplis de chaux, il restait assez humide pour déterminer sur
les supports isolants un dépôt qui, en quelques minutes, détruisait
l'isolement.

Les nombres donnés ci-dessus montrent qu'à l'exception du cyano-
gène, le courant de saturation dans les gaz et, par conséquent, leur
ionisation suit une loi additive; c'est-à-dire que si ^[A], ^[B] repré-
sentent les ionisations des éléments A^ et B^, rionisalion d'un gaz
composé, de formule ApB^, sera égale ày9[A]-f- ^[B].

Si nous acceptons cette loi comme vraie et si, au inojen des cou-
rants de saturation pour H-, Az-, O^, CO^, SO^ etCl^, nous calculons
les constantes d'ionisation pour II-, Az-, O-, C^, S-, Cl-, constantes
que nous désignerons par 2 [H], 2[Az], 2[0], 2[C], 2[S], '^[Cl]
nous trouverons :

[H] o,iG>

[Az] 0,445

[O] 0,55

[C] 0,3

[S] 5,3

[CI] 8,7

et, si nous nous servons de ces nombres pour calculer l'ionisation dans
les autres gaz, nous trouvons :

lonisalion Coefficienl

Gaz. observée. calculé.

CO 0,86 o,85

Az O 1 , 08 o , 99 j

Az^O 1,47 1,14

C* Az* I , o5 1,49

C*H» I 0,93

H«S 0 3,63

i HGI 8,9 8,865

I AzH' I 0,94

Ainsi, le seul cas qui montre un désaccord sérieux entre les résultats
<le l'observation et du calcul est celui du cyanogène; il y a d'autres
«temples de lois additives mises en défaut par le cyanogène, comme
par exemple la loi des volumes de Kopp; le volume moléculaire de
<^egaz ne peut pas être déduit des volumes atomiques du carbone et
<ie l'azote.

836 J.-J. THOMSON. — RELATION KNTRE LA COMPOSITION CIIISIIQUE D*IN GAZ, ETC.

Les ionisations de H^, AzH', COS Az-^O, SO-* et HQ ont été
inesurrcs par Perrin (*); ses résultats, sauf pour H* et AzH', ue
diffèrent pas beaucoup des précédents; pour ces deux gaz cependant,
le désaccord est très grand, puisque les valeurs données par Perrin
sont seulement le -j^ à peu près des valeurs trouvées ci-dessus.

L'existence d'une loi additi>e pour l'ionisation produite par les
rayons indique que celle ionisation n^est probablement pjas une
séparation d'atomes dans la molécule, mais un phénomène ayant son
siège dans l'atome lui-même.

(') Thèse, iH()7, p. \C}. — Ann, de Chirn. et de Phjs, y série, l. XI, 1897, P- ^^'
Voyez aussi ce \oluine.

SM U THÉORIE DE LÀ CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE

PRODUITE DANS LES GAZ PAR LES IONS CHARGÉS,

Par J.-J. THOMSON.
Traduit de l'anglais par H. BÉNARD.

Philosophical Magasine, .>• série, t. XLVII, mars 1899, p. 2J3-i68.

lia conductihililé électrique que possèdent les gaz dans certaines
tirronslances, par exemple quand des rayons de Riintgen ou de Tura-
ûium traversent le gaz, ou quand il est raréfié à Tintérieur d'un tube
avide, (m bien situé dans le voisinage d'un morceau de métal chauffé
an rouge, ou bien au voisinage d'une flamme, d'un arc électrique ou
rfélinrelles éclatant entre deux conducteurs, ou encore d'un morceau
de métal éclairé par de la lumière ultra-violette, peut être regardée
coiniue due à la présence dans le gaz d'ions chargés dont les mouve-
Dienls dans le champ électrique constituent le couiMnl.

Pour étudier la distribution de la force électrique à travers le gaz,
il faut tenir compte :

1" De la production des ions; elle peut avoir lieu dans toute la
«lasso (lu gaz, ou bien être restreinte à des régions particulières;

V De la recombinaison des ions, les ions chargés positivement se
roinhinant avec les ions chargés négativement pour former un svs-
itMHp électriquement neutre;

•»" Du mouvement des ions sous l'action des forces électriques.
^ous supposerons dans ce qui suit que la vitesse d'un ion est propor-
tionnelle à l'intensité du champ électrique qui agit sur lui. La vitesse
acquise par un ion dans un champ unité (mobilité de l'ion) a été
mesurée au Cavendish Laboratory par plusieurs observateurs, par
Rulherford et par Zelenj dans le cas des gaz Wintgenisés; par Ru-
iherford pour les gaz exposés aux rayons de l'uranium ou à la lumière
ultra-violette ; par Mac Clelland et H. -A. Wilson pour les ions des

838 J.-J. THOMSON.

flammes; et par Mac Clelland pour les ions des gaz situés près de mé-
taux incandescents ou d'un arc. Les mobilités varient beaucoup dans
les différents cas ; la mobilité d'un ion dans le même gaz est à peu près
la même, que la conductibilité soit due aux rayons de Rcintgen, aux
rayons de Turanium ou à la lumière ultra-violette; elle est beaucoup
plus petite quand la conductibilité est produite par un arc ou par un
métal incandescent. Ainsi la vitesse moyenne des ions positifs et né-
gatifs sous l'action d'un champ de i volt par centimètre dans l'air
rcHilgenisé a été trouvée par Rutherford égale à environ i*^™,6 par
seconde, tandis que Mac Clelland a trouvé seulement o*^'",oo35 par se-
conde dans le gaz extrait du voisinage d'un arc éclatant dans l'acide
carbonique.

Cette différence est due à ce que les ions agissent comme des
noyaux sur lesquels se condense le gaz qui les entoure ou la vapeur
(l'eau qui existe dans le gaz. La faculté qu'ont ces ions d'agir comme
des noyaux pour la condensation de la vapeur d'eau résulte d'une
façon frappante des expériences de C.-T.-R. Wilson (*) sur les effets
des rayons de Rcmtgen et de l'uranium sur la formation des nuages,
et aussi de celles de R. von Helnihollz (^) relatives aux effets produits
par les ions sur un jet de vapeur. Si les dimensions de Tamas formé
autour de l'ion dépendent des circonstances dans lesquelles Tion a été
mis en liberté et des substances qui l'entourent, la vitesse acquise
|>ar l'ion dans un champ donné dépendra aussi de ces circonstances :
cette \itesse sera d'autant plus petite (|ue la masse de l'agrégat sera
plus grande. La détermination des vitesses acquises par les ions dans
le champ électrique fournit ce résultat remanjuable que, dans un
champ donné, la vitesse acquise par Tion négatif est plus grande que
celle acquise par Tion positif (sauf dans un petit nombre de cas
excej)tionnels où elles sont égales). Bien qu'ayant des valeurs très
différentes suivant leur mode de production, les mobilités des ions
présentent toutes cette particularité. Les mobilités relatives des ions
de signes contraires diffèrent beaucoup dans les divers cas de conduc-
tion à travers les gaz ; ainsi, dans le cas de l'hydrogène imparfaitement
desséché traversé par les rayons de Rontgen, Zeleny a trouvé le rap-
port de la mobilité des ions négatifs à celle des ions positifs é^al >
environ i,9,j, tandis que, dans le cas de conduction à travers le
llammes chaudes, IL-V. Wilson a trouvé pour le même rap])orl lava

(>) P/iil. Trans., A. 1897; Proc. 0/ Cambr. PhiL Soc, t. I\, p. 333.
{') Wied. Ann., t. XXVII, i88(i, p. 509.

THÉORIE DE LA CONDUC.TIBIUTÉ ÉLECTRIQUE DANS LES GAZ. SSfJ

Jeur iT ou i8. Dans le cas de la décharge à travers les tubes à vide,
mes propres mesures relatives au rapport de la charge à la masse
pour les particules chargées constituant les rayons cathodiques et
celles de W. Wien ( *) sur les ions qui emportent la charge positive,
indi(|uenl que le rapport de' la vitesse de l'ion négatif à celle de l'ion
positif dans des champs électriques identiques serait très grand. Ce
fait suffit, à mon avis, à expliquer la plupart des difl'érences d'aspect
qiieprésentent les deux électrodes d'un tube à gaz raréfié. Schuster (2),
d'après des observations sur les vitesses avec lesquelles des corps char-
i!;é> positivement ou négativement perdent leur charge dans un tube à
\ide, est arrivé à la conclusion que les ions négatifs se difluscnt plus
rapidement que les positifs; d'autres phénomènes en relation avec la
(h'-charge m'ont conduit plus tard (•''), et d'une façon indépendante,
aii\ mêmes résultats.

Nous allons maintenant établir les équations auxquelles satisfait le
«hamp électrique dans un gaz contenant des ions chargés. Pour sim-
plifier le calcul, nous supposerons que le champ électrique est par-
tout parallèle à l'axe des x^ et que, si X désigne sa valeur en un
point, la vitesse de l'ion positif en ce point est k\ X, et celle de l'ion
négatif dans la direction opposée A^aX; ks et k,, étant les mobilités.
Soient n, le nombre des ions positifs par unité de volume en ce point,
/Î2 le nombre des ions négatifs ; soit q le nombre des ions positifs ou
nt'^alifs produits en ce point dans l'unité de volume et j)ar unité de
temps : le nombre de collisions par unité de temps entre les ions po-
sitifs et négatifs est proportionnel à /i,«2. Supposons que, dans
un certain nombre de ces collisions, il y ait recombinaison entre les
ions positifs et négatifs, de sorte que, par suite de cette recombinaison,
UQ nombre T.n^n^ d'ions positifs et d'ions négatifs disparaissent par
unité de temps de l'unité de volume. Si e désigne la charge portée
[wr chaque ion, la densité cubique des charges électriques est
(«1 — /Î2)<? et, par suite, l'on a :

•1) ^ = 4Tr(/i, — /i2)e;

Si /désigne le courant qui traverse l'unité de section du gaz, et si
i on néglige toute diffusion autre que celle produite par le champ

(') VerhandL der phys, Ge$ellsch. zu Berlin^ t. XVI, p. i65.
(') Proc. Roy. Soc, t. XLVII, 1890, p. 5î(i.
(') Phil. Afag.y t. XL, 189.5, p. 3ii.

84o J.-J. THOMSON.

rlrclrique, od a

('*. ) Ai/iieX -^ Ain^eX = i;

et, si Télat permanent s'est établi, /est constant dans toute la i^
tlii gaz; on tire de ces équations

Dans un état permanent, le nombre d'ions positifs par unité de volii
en un point déterminé reste constant; par suite

(5) ^U|/i,X; = ^ — x/i,n,,

-f— (Ai ni A) =iq — a/ii /ij.

Substiluantdans Tune ou l'autre de ces équations les valeurs de /î i ,

précédemment trouvées, il vient, puisque -j- = o,

î Tze À I -i- k2 dx \ dx/

i-hAi)^\ 4tî dx/\ iTT dvj

"^ X^e^ik

Si nous posons

= P

cette équation devient

i kxkt ^ ^ / • ^ \ / • ^ «

Je n'ai pu intégrer cette équation dans le cas géuéral quand ^
fini et A*, dillérent de/10. Nous pouvons cependant l'intégrer quai
est constant et que Ton a ki=z /{.2 = k. Dansée cas, l'équation |

s'<'*crire

'^ ;^ (tIt. '"-'■') = 8^ Mt^^'" '0 " '''"'''

THÉORIE DE LV CONDUCTIBILITÉ KLKCTRIQL'E DANS LES GAZ. S.j I

Aonlla solution est

OÙ C csl une constante d'int(5gratJon.

Si le courant à travers le {;az passe entre deux plateaux parallèles
dont on maintient la diflerence de potentiel constante, on a

'à uii-cheniin entre les deux plateaux ; /i| est nul sur le plateau positif,
tandis que n^ est nul sur le plateau négatif; par suite, si Xq, X| dc-
\ sif^nent ^especti^enîent les \aleurs de \ à ini-clieinin entre les pla-
teaux et sur Pun ou l'autre des plateaux, on a en posant /> = o, pour
obtenir X,,,

qek

~ — »

I —

8ireA-

Mai

ais

i = '2/i/'.'\„,

puisque /?, = «,,, quand ^ = o.

^^^ mesures de \ pour les gaz riintgenisés montrent qu'à moins
<|"e le courant ne soit près de sa valeur limite, X est praticpiement
constant dans \\\\ certain intervalle au voisinage du milieu d(î la dis-
^^^^ Sf'parant les plateaux; par suite, dans ce cas, on a

77^ = ^

> •

** '"'^chemin entre les plateaux et, par suite, en tenant compte des

'■■'l"«»ioMs(;î)eI (.•)),

^"^^d)siituant cette valeur à //, il \ient :

)

qek

\l\ îJ^pi.+ —^- l^f'^i"'*;

84a J.-J. THOMSON.

( 6 ) - X« î— - = CXi«"

'^8îrê7

Sur l'un ou l'autre des plateaux^ on a

/iini = o;

(le sorte que

par suite

qek

7.7:

(7) Xf ^^^ = CX}^"* ;

I —

%T.ek
et, d'après (G) et (7),

8?:/^ /Xo\*^''*

= m

« -1

nen en posant = ^y,

(8) ^ = P P.

11 résulte de cette équation que :^ est supérieur à l'unité, et que la

valeur de ce rapport croit de i à 00, quand ^ croît de o à x>. On volt
que ^ ne contient ni q ni i. De sorte que, pour prendre un cas parti-
culier, quand le gaz entre les deux plateaux est exposé aux rayons de
Rontgen, le rapport des valeurs du champ électrique au voisinage im-
médiat des plateaux et à mi-chemin de la distance qui les sépare est
indépendant de l'intensité de la radiation et du courant qui traverse
le gaz. Les courbes donnant la relation entre le champ électrique et
la distance qui sépare les plateaux sont données par l'expérience dans
le genre de celle que représente la figure i. X varie seulement à l'in-
térieur de deux couches voisines des plateaux et est approximativement
constant dans le reste du champ. Quand le courant qui traverse le gaz
croit, les deux couches pour lesquelles X est variable s'élargissent jus-
qu'à venir se réunir, de sorte qu'il n'y a plus de région pour laquelle X

THEORIE DE LA CONDUCTIBILITE ELECTRIQUE DANS LES GAZ.

843

soil constant. On peut facilement trouver une limite inférieure pour
la valeur de X, épaisseur de chacune de ces couches, quand on connaît
rinlensité du courant. En effet, supposons que le point P(yZg^. i) soit

Fig. I.

àla limite de la couche contiguë à Télectrode positive : au point P,
puisque X y devient constant, la moitié du courant doit être due aux
ions positifs et la moitié aux ions négatifs ; si l désigne le courant

elela charge portée par un ion, un nombre — d'ions positifs doit Ira-

^e^se^ Tunilé de section d'un plan mené par P pendant l'unité de
temps, de sorte que ce nombre au moins d'ions doit être produit
pendant l'unité de temps dans la région comprise entre Pet le plateau
positif. Si maintenant X désigne l'épaisseur de la couche^ qh est le
nombre d'ions positifs produits pendant l'unité de temps; le nond)re
(le ceux qui traversent le plan pendant Tunité de temps ne peut donc
pas dépasser r/ A et atteindra seulement cette valeur s'il n'y a pas de
recombi liaison des ions; par suite

2 6

if/e

Ainsi, est une limite inférieure de A. Toutefois elle ne sera pas,

J6 pense, très loin de la valeur véritable, car nous pouvons montrer

qu une très faible recombinaison seulement peut se produire pendant

1^ temps que les ions positifs mettent à traverser une couche de cette

^P^isseur.

En eflet, la vitesse de recombinaison des ions positifs est donnée
par

dnt

= — aiiiiii.

Si Nj désigne la valeur maximum de /z^, — ^ mesure le temps qui

844 '•-'• TIIOMSON.

s'écoule avant que la recoinbinaison n'ait diminué le nombre des

ions dans une proportion très appréciable.

Pendant ce temps, les ions positifs parcourraient une distance o

donnée par Téqualion

. XX,

où X, désigne la valeur de \ tout contre le plateau^
On a

par suite

Posons

/i N2X,e = i;

0 = ^

Xi = yX„,

Y étant donné par

ï = ?

il \ient

7.1 .\(je '1

Ainsi, si y est passablement grand, les ions positifs parcourront
une disliuice beaucoup plus grande que \ avant de se recombiner.

Le courant le plus intense qui puisse passer entre les plateaux
s'obtient quand tous les ions sont employés à transporterie courant:
si /désigne la distance qui sépare les plateaux, Iq ions positifs et Iq
ions négatifs sont produits pendant l'unité de temps ; si donc 1 désigne
le courant maximum qui puisse passer entre les plateaux, on a

par suite, on peut écrire

Les équations

-^ = 47:{/i, — /i,)e,
( kl /Il -h A t /ij ) X e = i,

THÉORIE DE LA CONDrCTlBIMTK KLECTHIQt'E DANS LEâ GAZ. 84 S

ont satisfaites par

Xj W j X €" = -7 ^-7- ' .

Al -T- /l'î

-©

. * /

I Jé^i|4nanl le courant (jui traverse le gaz. Dans ce cas, les portions
(lu courant (lues respecti\einent aurions positifs et aux ions néga-
tifs sont proportionnelles aux mobilités de ces ions. Toutefois, quand
le courant passe entre deux plateaux parallèles, celte solution ne peut
pas rester exacte juscpraux plateaux eux-mêmes. En effet, considérons.
lélatde clioses en un point P, entre les plateaux AB et CD, AB dé-
signant le plateau positif et CD le plateau négatif. Alors au point P,.
à travers l'unité de section,

Ai l
A| -r /i 1 e

ions positifs passent pendant l'unité de temps et ces ions doi\ent
provenir de la région comprise entre P et VB; toutefois, celte région
ne peut pas en fournir plus que y)., elellc ne peut fournir ce nombre?
«ions que dans le cas où il n'y a pas de recombinaison ; par suite, la
solution précédente ne peut être acceptiible quand la distance à
partir du plateau positif est inférieure à

«e même, elle ne peut être valable à une distance du plateau négatif

inférieure à

A'i i

m ■■■ - ■ 1-^ •

/il -i- Ai qe

•^ous supposerons que la solution donnée ci-dessus est valable dans.
^'^ parties du champ dont les distances aux plateaux sont plus grandes
4'^^ celles qui viennent d'être indiquées; et en outre, qu'il n'y a pas
"^ recombinaison des ions dans les couches où la solution n'est pas
applicable. Considérons maintenant ce qui se passe près du plateau

846 J.>J. THOMSON.

positif, par exemple entre

kx i *

X = o et a? = •; r- — = '^*

Ai H- A-, qe

Puisque, dans cette région, il n'y a pas de recombinaison, nos
équations sont

Si q est constant, nous avons

Aj/ii \ ^^ qx^

A:,/ijX= - --qx,
e

la constante a été déterminée de façon à annuler /i| pour j: = o; si ron

remplace /i|, Ai2 par ces valeurs dans Péquation qui donne ~> on

obtient
ou bien

la constante peut être déterminée par la condition que, pour

X = Xi,

on ait

X*= -

de là on déduit

Puisque C est la valeur de X.^ quand x est nul, c'est la valeur de X^
contre le plateau positif; si nous désignons par X, la valeur de \
.contre le plateau positif et par Xo la valeur de X entre les couches,
.on a

X.= X.[.+ i^|i(A, + A-.)]^

THEORIE DE LA CONDL'CTIBILITK KLECTRIQL'E DANS LES GAZ.

847

ainsi X| est toujours supérieur à Xq, valeur de X dans Tintervallc
compris entrQ les couches.
Si Xj désigne la valeur de X contre le plateau négatif, on a

= Xo[

^Tze k^

|-;(x.-.x.)]

Ainsi, si la niobililé A*2 de l'ion négatif est très grande comparée à
la mobililé A| de Tion positif, la valeur de X contre le plateau néga-
tif est grande en comparaison de sa valeur contre le plateau positif.

La ii«5'ure 2 représente la distribution de la force électrique entre

1.
les plateaux. Dans ce cas 7-* a une valeur élevée.

Fig. 2.

^-•^ chute de potentiel à travers la couche d'épaisseur À| est égale à

^^ ^^ci est égal à

où l'

On a posé

1x.x.+ :^lok(v/?+a

p=A4£*i(A,-^x-,)

~^),

7. Ai

X, = Xo(i-f-P)ï;

P^. Suite, si P est grand, la chute de potentiel à travers la couche
épaisseur X|, contiguëau plateau positif, est approximativement

ix,X,= -Xo(I-^P)^V^— •
2 ' 2 ^ ^^ A-, H- A-, qe

84B J.-J. THOMSOX.

De inrine, si Ton pose

i»\ = — -— T- (Ai-H Aj »,

et si 'ïi est j^rand, la rliule de polenlîel à travers la couche d'épais-
seur Aj est approximativement

•^ Ai-j- Aj ytf

l^'îiitervalle dans lequel la force éleclrique est conslanle et éj^alr
à Xo est

où / désij^ne la dislance qui sépare les plateaux. Puisque

la eliute de potentiel dans cet intervalle est éj;ale à

par suite, si V est la dilîerence de potentiel entre les plateaux,

\ = \o -(l-h3)*-j î-^ r -d-f- ix)^-, — —, ^ / ,

[a *^ Ai-rAjye 2 ^ X, -hAjye yej

\q) e k^-^k^)
de sorte que

\qj e(AiH-Aj)|2^ *^ ki-hk^qe i^ ^' A:,-h/jye yc J

Ceci donne la relation entre le courant et la dilîerence de potentiel
entre les plateaux. Elle est de la forme

Dans un Mémoire publié par E. Rutherford et moi-même dans Ir
P/iil. Mag, en octobre 1896, on donnait une relation entre V el /
calculée dans l'hypothèse d'un champ constant entre les plateaux.
Dans le Mémoire actuel, j'ai cherché à tenir compte de la variation du

THEORIE DE LA CONl>Ut:TlBILITË ELECTRIQUE DANS LES GAZ. 849

champ électrique. Le calcul qui précède cesse d'être approximative-
ment eiact quand les deux couches se rejoignent. Dans ce cas, le cou-
rant a sa valeur limite Iqe et il n'y a pas de perte d'ions par recombi-
oaison; nous pouvons donc négliger la recombiuaison et procéder
comme suit.
Les équations (5) deviennent dans ce cas

— {k,n,\) = q,
^(A:|/i,X) = -ç.

Si q est constant, les solutions de ces équations sont

19) X:i /Il X = «7 r,

110) A:j/iiX = 9(/ — j7),

X désignant la distance comptée à partir du plateau positif, car ces

solutions satisfont aux équations ditrérenli elles et aux conditions aux

limites

/ij = o, pour a? = o

/ii= o, pour a? = /.

De l'équation

^ = 47r(/i,— /i,)e,

on déduit

ou
III)

^-^'^'Viik-T-y'ih'^'

C désignant la constante d'intégration.

Quand X a sa valeur minimum, on voit, d'après l'équation (1)
que n% = «2'? P^r suite, en un tel point, d'après (9) et (10), on a

iri)

par suite, si nous déterminons le point Q où X présente un minimum,
cette équation nous donnera le rapport des mobilités des deux espèces
d'ions.
On voit qu'un ion positif partant du plateau positif et un ion

S. p. 54

8So J.-J. THOMSON.

négatif partant du plateau négatif atteignent ce point en même
temps.

Si Xo désigne la valeur minimum de X, et Ç la distance d'un point
compris entre les plateaux, comptée à partir de Q, on peut écrire
l'équation (i i) sous la forme

Si I désigne le courant maximum, ceci peut s'écrire

03) x.= xs^4t.i5.5(3lH-i).

On voit, d'après cette équation, que si Ton mesure les valeurs de X
en deux points et 1, courant maximum, on peut calculer la valeur de

I I

et, puisque (12) donne la valeur de -779 on peut calculer les valeurs

de A*! et ^2 séparément.

Si l'ion positif se déplace plus lentement que l'ion négatif pour
une valeur donnée du champ électrique, l'équation (12) montre
que Q est plus près du plateau positif que du négatif. Par suite, il
résulte de (i3) que la force électrique est plus grande au voisinage
immédiat du plateau négatif que contre le plateau positif.

Une excellente méthode pour déterminer les mobilités des ions,
méthode qui peut être employée dans presque tous les cas de conduc-
tion à travers les gaz. consiste à produire les ions dans une région,
et à mesurer l'intensité du champ électrique en deux points d'une
autre région où il n'y a pas production d'ions, mais dans laquelle
seuls les ions d'un certain signe peuvent pénétrer sous l'action du
champ. Ainsi, désignons par A, B deux plateaux parallèles plongés
dans un gaz, et supposons qu'on produise, dans la couche comprise
entre A et un plan que nous désignerons par M, une certaine quantité
d'ions, soit par les rayons de Rontgen, soit par des métaux incandes-
cents, soit par la lumière ultra- violette, soit autrement ; enfin suppo-
sons que le gaz compris entre IVf et B soit protégé contre l'ionisation
directe. Si alors A et B sont reliés aux pôles d'une pile, un courant
passera à travers le gaz, et ce courant sera constitué, dans la région
comprise entre M et B, uniquement par les ions d'un seul signe,
positifs si A est l'anode, négatifs si c'est la cathode. Etudions la dis-

THéORIB DE LA CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE DANS LES GAZ.

«i

driboûon de la force électrique dans la région comprise entre M et B.
Sipposonsque A soit le plateau positif, tous les ions de cette région
seront chargés positivement, et nous aurons, en employant la même
nolalion que précédemment,

= 4 tzhxC^

dx
X j /Il X e = i\

où /désigne le courant à travers T unité de section; de ces équations

l'on lire

dx ~~ kl

ou bien

Par suite, si l'on mesure les valeurs de X en deux points de la région
comprise entre M et B, et aussi la valeur de <, on peut, d'après cette
équation, calculer la valeur de k^. Pour déterminer la mobilité Ats de
l'ion négatif, il n'y a qu'à faire une expérience analogue en prenant
cette fois A comme plateau négatif.

Quand l'ionisation est limitée à une couche CD comprise entre les
plateaux A et B, la distribution de la force électrique est représentée
parla figure 3, A désignant le plateau positif et B le plateau négatif,

Fig. 3.

C D

^Ua vitesse de l'ion négatif étant supposée beaucoup plus grande que
^rfle de l'ion positif.

L'étude de la distribution de la force électrique faite page 847
Contre que, si la mobilité de l'ion négatif est beaucoup plus grande
^e celle de l'ion positif, la distribution du champ a beaucoup de
c^cières communs avec celle qui se produit dans le passage de l'élec-
^cité à travers un tube à gaz raréfié, en particulier la grande aug-

85'i J.-J. THOMSON.

men talion du champ électrique tout près de la cathode. Ainsi ce
caractère de la décharge à travers les gaz raréfiés peut s'eicpiiquer en
attribuant une plus grande vitesse à Tion négatif qu^à Tion positif;
c'est une propriété qui semble applicable à tous les cas de décharge
électrique à travers les gaz, et comme les plus importantes des diffé-
rences entre les phénomènes qui se passent aux deux pôles d'un tube
à vide s'expliquent directement par ce fait que la force électrique à
la cathode dépasse beaucoup celle qui existe à Tanode, je pense que
les caractères les plus frappants de la décharge à travers les gaz raré-
fiés résultent de la difierence des mobilités des ions positifs et des ions
négatifs. Dans le cas discuté page 849 nous avons supposé </ constant,
c'est-à-dire l'ionisation constante sur tout le trajet de la décharge:
dans le cas de la décharge à travers les gaz raréfiés, où Tionisation
est due principalement au champ électrique lui-même, il est invrai-
semblable que rionisation soii constante quand le champ est si va-
riable. Nous pouvons être renseignés sur la disiribution de l'ionisa-
tion en étudiant les très remarquables courbes dues aux recherches
de Graham (*) qui donnent la distribution du champ électrique dans
un tube à vide.

Des équations

nous déduisons, si ki et k^ sont indépendants de x,

dx^

= STZ€{q — oLnini')(j^-^j-\'

Ainsi, y — oLfii 912 aie même signe que , ^ ■ Donc, quand q — nni/i^

est positif, c'est-à-dire si l'ionisation surpasse la recombinaison, la
courbe donnant les valeurs de X'-* est convexe du côté de l'axe des x,
et cette coui'be est concave du côté du même axe si la recombinaison
surp isse l'ionisation. Les endroits où la courbe présente des cour-
bures brusques seront des régions soit d'ionisation intense, soit de
recombinaison intense.

(') Wied. Ann,, t. L\IV, 1898, p. 49.

THËOniB DE LA CONUUIITIRILITK ELBCTHigte DANS LKS GAZ. Si3

U figure 4 est une coiirhe doniiaat les vjileurs de X^ calcult-es
d'iprès les résultats de Oraham. On voit qu'il y a deux régions à
courbure particulièrement rapide, la direction de ta courbure indi"
ijuiiDl qu'il s'agit d'ionisalioQS, l'une, la plus intense, juste à l'estérieur
de l'espace obscur négatif, l'autre près de l'anode, tandis que dans la

lumière positive le sens de la courbure

indi

lique I

laison. Tout

se passe comme si les ions positifs formés au centre d'ionisation voisin
de lanode, en se déplaçant vers la cathode, rencontraient les ions né-
gatifs provenant du centre d'ionisation voisin de la cathode, comme si
ees ioDS positifs se combinaient aux négatifs jusqu'à les détruire tous,
ïi produisaient de la lumière en se reconibinanl, la région de recombi-
Diison constituant la lueur positive- Dans l'espace obscur compris
«tre la lumière positive et l'auréole négative, ces ions positifs pro-
^eDant du centre d'ionisation voisin de l'anode sont tous épuisés, de
sorte qu'il n'en reste plus pour se recombiner avec les ions négatifs
<|i<i viennent du centre voisin de la cathode.

L'encoche brusque de la courbe, qui indique le centre d'ionisation
Voisin de la cathode, existe dans toutes les courbes données par
Grahara; le centre voisin de l'anode est loin d'être aussi constant.
Dans plusieurs des courbes données par Graham, il n'y a pas de
Coude brusque auprès de l'anode, bien que celui qui est près de la
Cathode soit bien marqué, et, dans ces tubes, la lumière positive n'est
P<is bien développée. La distribution de potentiel qui accompagne la
<lécbarge lumineuse exige une distribution déterminée de l'électrisa-

^5^ TM—ioy. — TiFf—y ac la cwnccmiUTÉ slbctriqub dans lbs gaz.

■>»■

tioa « . -merrf^ir in oiih». ceile^i exige une ionisation et un mouve-
mmi te^ oos- lan^ je Gai>« «vaat que la décharge lumineuse se pro-
iiiii^«^. Q uia tftjiie j é^oir oae iorte de qnasi-décharge pour préparer
Le >*aff2iun te ja terrsiar^e laflÛBenâe. Warburg ( * ) a mis en évidence,
•tansr 'fiieiifiu» ':as^. l'^^sisLeac^ d'âne décharge obscure qui précède la
•teenarze Liunimsiiâi». Il semlile probable qu'une telle décharge n^exist^
pa^ ?€UAi*nn*nt 'iaos* hf^ «ra» oà elle a déjà été découverte, mais qu'elle
prcf!t^tte inv^uîabieiiient la «Jtfcharp? lumineuse.

<]Nurc U» emàMcàea br%ÊàâfÊit^ om rcgioAs d« courbure particulier^^
ment rapûfe« b iyt | aMMatre Bue iaible courbure dans la direction
uuiiquaai iik csm» JTmmiaaÊiùm sur la reeombinaison dans tout Tin-
cervalltf eoocHilérahk compris cslpt h eolonne lumineuse positive et
la ^aîne c-iifainhif>: ruMir c«lte tégion est éloignée des endroits où
b force êleetrif|ii« eât cfiftiâflérable. il fMlble probable que des méca-
nisme:> autre» q«e la lavce ékctnMt TaulMil à produire rionîsation en
un poÎAt dêiermûaé. Le cas des rajpns cathodiques monUre que le
mott^caaemt iir» ÎMk» ckarçés tend i Umiser le gax environoant.
E. WîcdeMau assâî a aao^lvé Mi# la déchaîne produit une radiation -
particalîèfe q«ll a appelée emilBÊdungsiraklen; il est possible que
ces rajotts pussèdcml le posYoir d'ioniser un gaz traversé par eux (^). |

{ ' > Cette tk«orîe Je là déck^nre dans les tul>es à gaz raréfiés est complétée dans
le Mefliotie svimatde J.-J. Tkowsoa {Pkil. Mag., 5* série, t. L, igoo, p. 38t).

{Note du traducteur,)

lA PRODUCTION DES IONS DANS LA DÉCHARGE DE L'ÉLECTRICITÉ

A TRAVERS LES GAZ,

Par J.-J. THOMSON.
Traduit de Fanglais par M. MOULIN.

Philosophical Afagazine, t. L, 1900, p. 278 à 283.

Dans beaucoup de cas de décharges à travers les gaz, le champ n'a
pas à fournir lui-même les ions, mais ces ions sont produits par des
agents extérieurs, tels que les rayons de Rimtgen, la radiation de
Turanium et des autres substances radioactives, Taction de la lumière
ultra- violette sur les métaux, les filaments incandescents, etc. Cepen*
dant, en plus de ces cas, nous avons une série très importante de
phéaomènes qui comprend la décharge par étincelle et la décharge
ordinaire dans les tubes à vide, pour lesquelles il n'y a aucune source
extérieure efficace qui puisse produire des ions, de sorte que ceux-ci
doivent, d'une manière ou d'une autre, provenir de l'action du champ
lui-même. Il est très difficile de supposer que de simples molécules
sont dissociées par la force électrique dans le champ, qui entraîne
l'ion positif d'un côté et l'ion négatif du côté opposé. Pour ne men-
tionner qu'une de ces difficultés, la force électrique nécessaire pour
produire la décharge est toujours excessivement faible par rapport à
Id force due à une charge atomique agissant à la distance atomique.
*^ans mes Récent Researches, j'ai indiqué que, sous l'action du
'harap électrique, quelques molécules formeraient des agglomérations
^ngues et étroites, comme le feraient la fumée et la poussière dans
^s mêmes conditions : ces agglomérations, étant des corps de pouvoir
^ducteur spécifique plus élevé que le milieu qui les entoure, agi-
"^ient sur les lignes de force comme des conducteurs longs et pointus
'( produiraient, par conséquent, une grande concentration des lignes
*e force sur l'extrémité de l'agglomération. De la sorte, le champ élec-
^ique maximum serait énormément plus grand que le champ élec-
^que moyen qui est tout ce que nous pouvons mesurer. Depuis

856 J.-J. THOMSON.

que ceci a été publié, de nombreuses recherches ont été faites, qui ont
prouvé que, lorsque des particules électrisées se meuvent à tra\ers
un gaz, des ions sont produits dans certaines conditions, tout au
moins si la particule est électrisée négativement. Ainsi Lenard montra
que ses rayons rendent un gaz, au travers duquel ils passent, con-
ducteur de Télectricité. Les rayons Lenard sont des particules élec-
trisées négativement el, d'après notre théorie, la conductibilité du gaz
est due à la production d'ions. J'ai montré encore (PhiL Mag,,
oct. 1897) que le passage des rayons cathodiques à travers un gaz
!'ionisait. Ainsi nous avons la preuve que, au moins dans certains cas.
le mouvement des corpuscules à travers un gaz peut l'ioniser. Cette
hypothèse que le mouvement des ions à travers un gaz peut l'ioniser
est confirmée par les expériences de Stoletow {Journal de Phy-
sique^ t. IX, p. 4^8). Elles montrent que, pour un même champ
électrique, le courant entre les deux plateaux, dont l'un est éclairé
par la lumière ultra- violette, croit avec la distance des plateaux, cet
accroissement étant plus marqué quand la pression est faible. C'est à
quoi l'on s'attendrait si les ions négatifs partant du plateau éclairé
produisaient de nouveaux ions pendant leur passage à travers le gaz.
L'idée que je désire avancer dans cette Note est que l'ionisation dans
les cas ordinaires de décharge à travers les gaz est produite par le
mouvement à travers le gaz d'ions ou de corpuscules toujours pré-
sents dans le gaz. Ces ions ou corpuscules sous l'action du champ
électrique acquièrent de la vitesse et de l'énergie cinétique; et, quand
cette vitesse ou cette énergie atteint une certaine valeur, qui peut ne
pas être la même pour l'ion positif que pour l'ion négatif, ces ions ou
corpuscules sont aptes, par collision avec les molécules voisines, à
produire d'autres ions et d'autres corpuscules. Cette dissociation peut
être due directement au choc ou, indirectement, à des rayons ana-
logues aux rayons Rfintgen produits par le choc. Prenons le cas d'un
gaz dans lequel sont disséminés quelques ions; si l'énergie ou la
vitesse communiquée par le champ électrique à ces ions dépasse alors
une certaine valeur critique, chacun des ions primitifs produira
d'autres ions, et ces nouveaux ions donneront naissance à d'autres,
de sorte que le nombre d'ions et la conductibilité du gaz augmenteront
rapidement; ils iront en augmentant jusqu'à ce que la conductibilité
du gaz atteigne une valeur telle que l'intensité du champ électrique
soit réduite de façon à ce que le travail effectué sur un ion prenne la
valeur critique; quand ce régime est atteint, chaque ion en produit
un et seulement un autre, de sorte que le nombre des ions reste

LA PRODrCTION DES IONS DANS LA DÉCHARGB DE l'rLECTRICITÉ. 857

constant, et le gaz atteint un état permanent quand il est traversé par
la décharge.

Si rintensité du champ avait été assez petite pour que le travail
effectué sur un ion ne fût pas égal à la valeur critique, le nombre
d'ions n^auraît pas augmenté et il n'y aurait eu aucune décharge à
travers le gaz, à part la très faible fuite due aux ions primitivement
présents dans le gaz. Ainsi, cette hypothèse explique comment un
champ d^une intensité déterminée est nécessaire pour produire la dé-
chaîne à travers un gaz.

LVnergie cinétique maxima fournie par le champ sur un ion sera
mesurée par le travail eflectué sur l'ion pendant son chemin libre, et,
après le choc, la perturbation apportée dans l'énergie et dans la direc-
tion du mouvement est si grande, que le travail sera le même que si
le champ recommençait à agir et, si la direction du mouvement est
renversée, le champ qui accroissait l'énergie cinétique de l'ion avant
le choc la diminuera après. Ainsi, si A est le chemin libre moyen,
rënei^ie cinétique, fournie par le champ à l'ion, sera mesurée
par FeÀ, e étant la charge de l'ion et F le champ électrique. La con-
dition nécessaire pour que la décharge se produise est que l'énergie
cinétique maxima soit égale k q^ q étant une quantité dépendant de
la nature du gaz. Alors, la condition pour que la décharge ait lieu
est Ye\ = y, de sorte que le champ électrique F', nécessaire pour
produire la décharge, varie en raison inverse du chemin libre moyen
des ions ou des corpuscules.

D'autre part, Â est inversement proportionnel à la densité du gaz,
de sorte que, d'après cette théorie, le champ électrique nécessaire pour
produire la décharge serait, dans un même gaz, directement propor-
tionnel à la densité du gaz, résultat qui est approximativement exact
dans une grande étendue de pression. Ainsi, la théorie que nous
avons donnée fournit une explication très simple de ce fait qu'il est
plus facile de produire une décharge dans un gaz à basse pression que

(îr^ n gaz à pression élevée.

La théorie explique facilement pourquoi il faut un champ plus
mtense pour faire passer une étincelle à travers une mince couche de
gaz qu'à travers une couche plus épaisse, pourvu que l'épaisseur de
la couche mince soit plus petite qu'une certaine valeur qui est inver-
sement proportionnelle à la pression. Pour que les ions produisent la
dissociation, il est nécessaire qu'ils puissent rencontrer les molécules
du gaz, ou, si la dissociation est due à des rayons produits par le
<^hoc,.que la couche soit assez épaisse pour, absorber la radiation;

858 J.-J. THOMSON.

mais, dès que l^épaisseur de la couche devient comparable au chemiB
libre moyen d^un ion, la probabilité d'un choc contre une molécule,
avant que les ions aient atteint Tëlectrode, diminuera rapidement, de ]
sorte que Faptiludedes ions en mouvement à produire la dissociatioft
diminuera rapidement quand Tëpaisseur de la couche tombe au-
dessous d'une certaine valeur. Bien que l'épaisseur de la couche,
quand le champ nécessaire pour produire la décharge commence i
augmenter, soit encore grande par rapport au chemin libre d'une mo-
lécule se mouvant dans le gaz, elle ne l'est pas par rapport au che-
min libre d'un corpuscule, c'est-à-dire d'un des petits ions qui ont été
trouvés dans les rayons cathodiques et que nous supposons, avec rai-
son, devoir jouer un rôle important dans tous les cas de décharge
électrique.

D'après cet exposé de la décharge électrique, la présence d'un petit
nombre d'ions est nécessaire pour amorcer la décharge. Les expé-
riences de Linss ( * ) et celles, plus récentes, d'Elster et Geitel (*),
semblent montrer que de tels ions sont présents dans les gaz dans
les conditions ordinaires; de plus, la première étincelle est d'allure
beaucoup plus irrégulière que les suivantes, et ceci est d'accord avec
l'idée que les conditions qui entraînent sa formation sont capricieuses
et toujours accidentelles.

Considérons maintenant les phénomènes plus complexes qui accom-
pagnent le passage de la décharge dans un gaz à basse pression. La
production d'ions peut avoir lieu dans tout le tube ou être localisée
dans certaines parties. Toutefois, il doit y avoir au moins deux en-
droits où l'ionisation se produit. En effet, dans cette théorie, l'ionisa-
tion en un endroit A est produite par des ions amenés en A parle
champ électrique, de sorte qu'il doit y avoir quelque autre centre ou
quelques autres centres d'ionisation qui produisent les ions qui sont
amenés en A par le champ. Dans le Philosophical Ma^srazinef àe
1899, j'^' montré comment, de l'étude de la distribution du champ
électrique dans un tube à décharge, nous pouvons déduire les posi-
tions des maximums d'ionisation; le résultat d'une telle étude conduit
à cette conclusion qu'il y a un centre d'ionisation très près de la ca-
thode et un autre dans la gaine cathodique.

Suivant les idées émises dans cette Note, ces centres forment, pour
ainsi dire, des systèmes de reproduction d'ions dépendant mutuelle-

( ' ) W. Linss, Meteor. Zeits., t. IV, 1887, p. 352.

(') Terrestrial MagnetUm and Atmaspheric Electricity, t. IV, 1899, P* ^*^-

LA PRODUCTION DBS 10N8 DANS LA DÉCHARGE DB L* ÉLECTRICITÉ. 869

ment l'un de l'autre, rionisalion dans la gaine négative étant due aux
corpuscules venant du centre situe tout près de la cathode, alors que
rionisation près de la cathode est due aux ions positifs qui viennent
du centre situé dans la gaine. Cette hypothèse paratt en accord avec
les expériences de Villard (*), dans lesquelles un écran placé entre
la lueur négative et la cathode empêcherait l'émission de rayons ca*
ihodiques par la partie de la cathode protégée par l'écran.

Les corpuscules négatifs, partant de la cathode, ionisent le gaz au
voisinage de la lueur négative, en produisant dans cette région un
grand nombre d'ions; ceci donne à cette région une grande conducti-
bilité électrique, et le champ électrique tombe conséquemment à une
très petite valeur. Cherchons ce qui arriverait s'il n'y avait aucun
centre d'ionisation entre la gaine cathodique et l'anode : le courant
dans cette partie du tube serait transporté par les ions négatifs pro-
duits dans la gaine; une telle distribution d'ions dans le tube ferait
croître le champ électrique quand nous approchons de l'anode, et, si
celte augmentation du champ n'accroît pas l'énergie cinétique des
ions au delà de la valeur à laquelle ils commencent à produire d'autres
ions, le champ électrique angmentera constamment juscpi'à l'anode.
Toutefois, si le champ électrique augmente d'une façon telle que
lénergie qu'il communique aux ions soit plus grande que l'énergie
nécessaire pour produire d'autres ions par dissociation, des molé-
cules qui l'entourent, de nouveaux ions seront alors produits dans la
ré^on où le champ électrique atteint cette valeur. Ceci augmentera
la conductibilité du gaz et fera, par conséquent, diminuer le champ.
\insi, après avoir atteint une certaine valeur, le champ diminuera et
recommencera à augmenter après être tombé au-dessous dé la valeur
pour laquelle l'ionisation se produit. Si cela se répétait plusieurs fois
avant que l'on atteigne l'anode, nous obtiendrions un champ élec-
trique croissant et décroissant comme cela se produit dans la décharge
striée. L'hypothèse que les stries consistent en une succession de
couches de haute conductibilité due à l'ionisation du gaz par un
champ électrique dépassant une certaine valeur, alternant avec des
cr)uches de gaz dans lesqMclIes le champ est trop faible pour produire
I ionisation, rend compte du fait que la distance entre les stries
diminue quand la densité du gaz augmente et que la distance entre
les stries, dans un tube de section variable, est plus petite dans les
parties étroites du tube que dans les parties larges. Le champ élec-

(*) Villard, Journal de Physique, }^ny\tv 1900.

j^VBC^^^m li

- Ti : ^mH

ïWr.

j
ina- -si

SUR

m SORTE DE K4DIAT10N FACILEMENT ABSORBABLE

PRODUITE PAR LE CHOC DES RAYONS CATHODIQUES LENTS

ET SUR

UNE THÉORIE DE LA GAllNE CATHODIQUE

DE L'ESPACE OBSCUR ET DE LA COLONNE POSITIVE,

Par J.-J, THOMSON.
Traduit de l'anglais par M. MOULIN.

Philosophical Magazine, t. 1, 1901, p. 36 1 à 877.

M. J.-J. Thomson expose d'abord dans cette Note des recherches qu41 avait
primitivemeut entreprises pour essayer de voir si quelque radiation analogue
aux rayons Runtgen prend naissance à la surface de la cathode ou de l'anode,
ccsi-à-dire aux endroits où la décharge passe du gaz au métal.

lise servait à cel effet d'un tube contenant d'un côté une électrode (disque
<1 aluminium) et fermé à l'extrémité opposée par une plaque de laiton percée
<I ouvertures obturées par une feuille d'aluminium très mince (o''"',ooo43).
Derrière ces ouvertures se trouvait un disque métallique relié à l'électromètre.
l^ns certaines circonstances, ce disque, préalablement chargé, se décharge
conjme il Taurait fait sous l'influence de rayons Ronlgen; de plus, une plaque
phoioj^aphique placée derrière les fenêtres est impressionnée.

Même quand la pression dans le tube est plus grande que dans les tubes à
•^vons Huntgcn, il sort, dans certains cas, par les fenêtres une radiation très
*^sorbable et qui possède des propriétés analogues à celle des précédents. La
'^diaiion prend naissance à l'endroit où la gaine cathodique atteint une surface
''^^tallique : quand les fenêtres étaient employées comme cathode et que la
«*ine sV'tendait jusqu'à l'anode, la source de ces rayons était l'anode.

Ln deuxième tube a été construit de façon que la fenêtre, qui n'était plus
'ïiployée comme électrode, puisse se déplacer dans la lueur négative, la seconde
Itrctrode (anode) étant placée dans un tube latéral. Cet appareil a montré que
* radiation qui produit la décharge du disque relié à l'électromètre n'est pas
ue à la luminosité de la gaine, mais au choc contre les fenêtres des particules
lectrisées négativement qui viennent de la cathode. De plu<, la décharge
t'Oit d'abord quand on approche la fenêtre de la cathode, puis diminue rapi-

^An i.-i. TVOSSOK

^ii:bri 4 !>» en -filfî irm-* 4»s« r<*f>ac« sombre où cette déckarsc est
^f:HiuTvtmw^:Lr nui»» >> &K^>^r »<w?»:*fliène a été étudié d'une aaii^fv pin
^rr'ti'**? 4 .'4iftf( t 1.1 4(ic7» txj>f MM &e<)iiel U fenêtre était pnti<pMe da» n
r..ii>t ia^'^r^ a^a^^tnair ÊèOïf bf taJbiif a décharge et était placée entre nne aao^
^ ikmtt <aca«>i*t ifi(:iia& ««r é% mtttmrt. cathode dont on pouvait faire \wna
U di-^LtoK^ a 'a f'm^cr*^ <?« a,£Ê«saBt «vr le niveau du mercure.

L» r^iûcivMi pr'ri^fALftac (>«$ le!§ caractères de rayons Rônt^n extraoràaai-
r^^m^nt p«« p«?afftraat». il parait Wsitime de supposer qu^ils sont prodaiis pi
k ch«x T >«cre La i^iwètrt ^kt* c*>rp«scfiles de la gaine qui se meuvent rehtife-
m^nt kotent^nt. Llnt«m«îte de b d<-char^e mesure donc Ténergie de ces cor-
paçcuJe* et le^ rémliats «>bte*«5 soatrent que cette énergie, petite dans l'e^pare
obscur catK««iN|ue.or:*ît rapidement jusqu'à un maximum qui a lies à la Unité
de la zaine né^tive. dèen^H plus lentement et s'annule pratiquement à h li-
mite p«r»itjve de cette saine.

On peut e\pliq«eT ces phênouièBes en se basant sur le fait que de aoaveni
ion^ peuvent être produits dans le gaz par le choc, contre les molécaks <h
gaz. d'ions mis en mouvement par le champ. L*auteur avait d*aillears éna
précédemment celte hvpothèse i Phii. Mag.y t. I, p. 278) qui fut ensuite ONh
firmée par les expériences du professeur Townsend (Phii. Maf^.^ fév. 1901^
Ces expériences ont montré que le corpuscule négatif est, dans un chaai^n
agent ilionisation plus efficace que Tion positif.

Ces faits étant établis, le professeur J.-J. Thomson donne une théorie des
phénomènes qui se présentent dans les tubes à vide.

Considérons d*abord le nombre d'ions produits par seconde et par
unité de volume du gai. Ces ions sont produits par le choc des cor-
puscules contre les molécules du gaz et, comme l'ionisation d*iiii€
molécule demande une quantité d'ënergie finie, si l'énergie des co^
puscules n'excède pas une certaine valeur, il n'y aura pas ionisation.
Si, au contraire, Ténergie surpasse cette valeur critique, Tionisatioû
aura Heu pour une certaine fraction du nombre total des collisions,
celte fraction augmentant avec l'énergie cinétique que possèdent les
particules.

L'énergie cinétique moyenne des corpuscules, quand il n'eiislc
aucun champ, est, en supposant que les corpuscules se comportent
comme un gaz, la même que l'énergie cinétique moyenne des molé-
cules d'un gaz quelconque à la même température. Toutefois, dans
un champ électrique, les corpuscules, sous l'action de forces de
l'ordre de celles qui se présentent dans les tubes à vide, acquièrent
des vitesses qui sont grandes par rapport à leur \itesse moyenne en
l'absence de champ électrique. De la sorte, dans ces tubes, l'énergie
du corpuscule est pratiquement égale à celle qui lui a été communi-
quée par le champ. Si, maintenant. X est le champ électrique, a le
chemin libre moyen d'un corpuscule, l'énergie cinétique movenne

SUR L'NB SORTE DB RADIATION FACILEMENT AB80RBABLE. 863

acquise par le corpuscule dans le champ électrique sera proportion-
nelle à X^A, travail qui lui a été communiqué par le champ élec-
trique pendant son libre parcours, e étant la charge électrique du
corpuscule. Une certaine fraction du nombre total de collisions con-
duira à une ionisation, la valeur de cette fraction dépendant de
Ténergie cinétique des corpuscules; nous pouvons représenter la
valeur de cette fraction par /*(XeX), et tout ce que nous savons dès
maintenant sur f est que cette fonction ne peut excéder l'unité,
quelque grand que soitX<?Xet qu'elle s'annule quand X^X tombe au-
dessous d'une certaine valeur limite.

Si II est la vitesse moyenne d'un corpuscule, - sera l'intervalle de

temps compris entre deux collisions; chaque corpuscule fait donc

^ collisions par unité de temps, de sorte que, si n est le nombre de

corpuscules présents par unité de volume, -r- sera le nombre total de

collisions par unité de volume et par unité de temps. Le nombre
d^ions produits par unité de volume et par seconde sera, par consé-
quent, égal à -r-/(X^X).

Les corpuscules viennent finalement se fixer sur les molécules, et
perdent ainsi leur mobilité et, au moins en grande partie, leur pouvoir
ionisant. Nous supposerons que, pour une certaine fraction du nombre
total de collisions, l'effet du choc est de laisser le corpuscule fixé sur
la molécule avec laquelle il est entré en collision et de mettre ainsi
fin à sa fonction d'agent ionisant.

Soit ^ la fraction du nombre total de collisions pour lesquelles ceci
a lieu : la proportion suivant laquelle les corpuscules disparaissent

est, par unité de volume, égale à^v— • La quantité dont s'accroît

le nombre des ions par unité de volume est, par conséquent,

Si nous considérons le cas d'un tube dans lequel les ions se
meuvent parallèlement à l'axe des x, nous avons alors, en écrivant
l'équation de continuité :

864 i'-i' THOMSON.

OÙ X est complé de la cathode à l'anode. ()uand la décharge est en ré-
ginie permanent, -3- = o et l'équation devient

(I) ^(/iu) = ^l/(xa)-p].

Intégrant cette équation, nous trouvons

lognii = C -h r~ [/( XeX) — 3 Jdlr,

011 C est la constante d'intégration. De cette équation, nous pouvons
tirer nu quand /*., p et la distribution du champ électrique le long du
tube sont connus.

Dans une région du tube où les conditions ne changent pas

quand on suit la ligne de décharge, — ^ — '■ ^ o; et, d'après Téqua-

tion (i), nous avons dans celte région, /{\e\) — ^ ^ o, c'est-à-dire
que A a une valeur définie, déterminée par cette équation; comiiif Ji
et y ne varient pas avec le courant ou la pression du gaz dans le tube,
X A ne dépend ni du courant ni de la pression : X sera donc in\cr-
senient proportionnel à A. Comme A, le chemin libre moyen du
corpuscule, est inversement proportionnel à la pression du gaz, il
s'ensuit que, dans une région de décharge uniforme, X doit être pro-
portionnel à la pression. Mous avons cette uniformité le long de la
ligne de décharge dans le cas de la colonne positive uniforme daus la
décharge à basse pression et aussi dans le cas de longues étincelles
aux pressions élevées. Les résultats suivants ont été donnés par Skin-
ner (PhiL Mag,, déc. 1900) pour le champ le long de la colonne
positive dans le cas de la décharge à travers Tazote sous différentes
pressions p

mm
0,6

27 volts: cm

1,0

4o volts: cm

1,5

56 volts: cm

alors que, pour Tétincelle dans l'air, Liebig trouve :

760 3iooovolls:cm 40,8

Ainsi, dans une grande étendue de pression, il n'y a qu'une faible

variation de la valeur de —-La valeur de X dans la colonne positive

SUR UNE SORTE DE R.iDIATION FACILEilENT AB80RBABLE. 80 5

uniforme est l'intensité mininia du champ qui peut augmenter le
nombre des ions dans un gaz à la même pression par la mise en mou-
vement des ions préexistants. Si nous produisons des ions dans un
gaz par les rayons RiJntgen, le courant à travers le gaz ne dépassera
pas sa valeur de saturation jusqu'à ce que le champ électrique atteigne
cette intensité.

Cette condition, y(Xe).) — ^ == o exprime que chaque corpuscule
produit un autre (et seulement un autre) corpuscule avant de dispa-
raître. La condition, Xa = const., implique que, chaque fois qu'une
décharge uniforme se produit, l'énergie cinétique que possèdent les
corpuscules a une valeur définie, indépendante de la pression du gaz
ou du courant qui le traverse.

L'équation difterentielle donnant la distribution du champ électrique

dans le tube à décharge, quand la décharge ne varie pas avec le temps,

peut se trouver comme il suit. Si / est le courant à travers le tube,

mie nombre d'ions positifs par unité de volume, v^ la vitesse de ces

ions, on a

nu -h mv = i.

Comme l'énergie cinétique des ions est proportionnelle à Xa, nous
pouvons poser

A| et A'2 étant des constantes dépendant de la densité du gaz. Sub-
stituant ces valeurs, nous obtenons

< 2 ) nkx -f- mk^ = — = y

or,

5J="'»^P'

: étant la densité des charges électriques, c'est-à-dire o = (m — z')^?
le signe moins se trouve dans cette équation parce que nous avons
pris comme sens positif des x^ celui de la cathode à l'anode, alors
que X est compté dans la direction opposée ; on a alors

< >; n — m = - — -j—-

Des équations (2) et (3), nous tirons

S. p. 55

866 I.-I. THOMSON.

(4) nu =

kt X-, /X d\

kl -t- Af ^i:e{kt-h kt ) djr

D'où, d'après l'équation ( i ),

^\ki-^kt\^S.\T:e\i,ki-hk,) dxj^-^^^ '^J'

équation difl'érentielle qui détermine X.

Nous voyons d'aprrs cette équation que, lorsque [y(XeX) — ,3] est
positif, c'est-à-dire quand X est plus grand que Xo, valeur qu'il pos-

sède dans la colonne positive uniforme, ,' ^ est positif, c'est-à-dire

,^
que la courbe de X^ est convexe vers l'axe des a;, tandis que, lorsque

X est plus petit que Xq, elle est concave vers cet axe.

Bien que Téquation diflerentielle qui donne X soit quelque peu
compliquée, nous pouvons cependant, sans grande difficulté, voir
quel doit être le caractère général de la distribution du champ élec-
trique le long du tube. Nous pouvons le faire en nous basant sur le

fait que la courbe de X" doit être convexe ou conca\e vers Taxe sui-
vant que X est plus grand ou plus petit que Xq et que le champ
électrique croît ou diminue lorsque nous allons ^ers Tanode, sui\ant
qu'il y a un excès de charges positives ou négatives à l'endroit con-
sidéré. Supposons alors que nous ayons au début quelques corpu>cule>
électrisés négativement prés de la cathode; sous Faction du chani|>
intense qui existe au voisinage de la cathode, ils acquerront une énerjijie
suffisante pour ioniser le gaz et de nouveaux ions seront produits: les
ions négatifs étant alors entraînés par le champ électrique, il y ai"'*'
un excès d'ions positifs près de la cathode et le champ électrique di-
minuera lorsque nous nous éloignerons de la cathode, l^a courbe

de X"* {Jig* i) sera convexe vers l'axe des x jusqu'à ce que noii>
arrivions en P, où X satisfait à l'équation /(XeX) — p= o, c'esl-ii-
dire jusqu'à ce que X =Xo; en P, la courbure change et deux cas
sont à considérer. Dans le premier cas, la tangente à la courbe est ho-
rizontale et le reste de la courbe sera la ligne horizontale passant par

SUR UNE SORTE DE RADIATION FACILEMENT ABSORBABLE.

867

P; celle portion rectilîgne de la courbe correspond à la colonne posi-
tive uniforme et ce cas est celui d'une colonne positive uniforme
s'élendant directement jusqu'à la gaine cathodique sans espace

Fig. I.

obscur de Faraday. Le second cas {fig- 2) est celui 011 la tangente
en P n'cï^t pas horizontale : ici la courbe doit couper la tangente en P,

Fig. 2.

devenant concave vers Taxe des x et, finalement, atteignant cet axe.
Toutefois, nos équations ne sont plus vraies (|uand X est très petit,
car nous avons supposé que le champ est assez intense pour que l'é-
nergie cinétique communiquée aux corpuscules par le champ soit
grande par rapport à l'énergie qu'ils posséderaient à la même tempé-
ralure s'ils n'étaient soumis à aucune force électrique ; nous ne sommes
donc pas libres de prolonger la courbe dans la région des champs
électriques très petits.

Les phénomènes au voisinage de la cathode, sont probablement c;)m-
pliqués en pratique par l'action des <( Knlladuugstrahlen », décou-
verts par K.Wiedemann, qui sont émis par la gaine cathodique et, en
r«'aliié, par toutes les parties lumineuses de la décharge. J'ai montré
que res ravons ont le pouvoir d'ioniser le gaz qu'ils traversent. Ces
rayons augmenteraient par conséquent l'ioiiisalion du gaz et maintien-

868

J.-I. THOMSON.

(Iraient la courbe de \' con\exe vers l'axe même si le champ tombaii
au-dessous de la valeur de X© : nous pourrions alors, par suite de
l'influence de ces rayons, obtenir une courbe telle que celle de la
figure 3, et elle parait ressembler plus exactement que celle de la

Fig. 3.

figure 2 à la distribution du champ électrique observée par Graham
{Hied, A un, y t. L\1V, p. 4()) au voisinage de la cathode. L'intensité
de ces rayons diminuera quand nous nous éloignerons de la cathode
€t nous atteindrons tôt ou tard un endroit Q {fig- 3), où la produc-
tion surpasse la recombinaison; en ce point, la courbe devient con-
cave vers Taxe et continue ainsi jusqu'à ce que X atteigne de nou-
veau la valeur Xa en II. Ici encore il y a deux cas à considérer : i" La
tangente en R est horizontale et, dans ce cas, le reste de la courbe est
la droite horizontale passant par R : c'est le cas d'une colonne posi-
tive uniforme séparée de la gaine par l'espace obscur de Faraday.
L'autre cas se présente quand la tangente en R n'est pas horizontale;
la courbe coupe alors la tangente, devient convexe vers Taxe et X
continue à augmenter quand nous approchons de l'anode. Après pas-
sage en R, f{\e\) — ^ est toujours positif et, d'après l'équation n ).
nu croît continuellement, plus rapidement qu'en progression géomé-
trique quand nous allons vers l'anode. D'autre part, quand la décharj:e
est en régime permanent, nu -h niv = /, et nu ne peut excéder i. Dts
lors, dans le cas où la courbe s'élève à partir de R, il doit y avoir fina-
lement instabilité, ou au moins variation du régime ; ceci arrivera
quand le champ atteindra une valeur telle que nu = t, ou, d'après
l'équation (4)? quand

4 ire ._ 2 d\^
l^i 3 dx

SUR UNE SORTE DE BADIATION FACILEMENT ABSOHDABLE.

869

ce qui arrive quand la tangente à la courbe X^ fait un certain angle
avec Taxe des x. Pour les valeurs de X plus grandes que celle-ci,
nu serait plus grand que i et le courant ne resterait pas longtemps
en régime permanent. Soit S {Jig» 4) le point où nu = i\ puisque
alors Télectricité négative est entraînée hors de la région comprise
enlre S et la cathode plus vite qu'il n'en arrive, il y aura bientôt un

Fig. 4.

excès d'électricité positive derrière S, ce qui fera diminuer le champ

entre S et l'anode, de sorte que la courbe de X au delà de S sera

analogue à celle de la figure 4 (elle représente le champ moyen, car,

d après le raisonnement précédent, il doit varier quelque peu avec

le temps); cette branche de courbe ne peut s'étendre que jusqu'en S'

où, de nouveau,

t = ^

3 dx

et sera suivie d^autres branches semblables. De la sorte, le champ
éleririque moyen dans la colonne positive sera représenté par une
courbe qui présente des fluctuations; ceci se produit, comme Graham
et Wilson l'ont montré, dans le cas où la colonne est striée.

Espace obscur catliodi(/ue, — L'énergie communiquée par les
corpuscules au gaza travers lequel ils se meuvent, sera proportionnelle
au produit du nombre des collisions entre les corpuscules et les molé-
cules par l'énergie cinétique d'un corpuscule. Nous avons vu que le

norabre des collisons est -r- > de sorte que l'énergie fournie aux molé-
cules par les corpuscules est proportionnelle à /iwX. D'après nos con-

870 I.-J. THOMSON.

sidératîons, n est très petit au voisinage de la cathode alors que u\
est très petit dans la région Q {Jig- 4)- Ce produit serait donc petit
au voisinage de la cathode ainsi que de Fautre côté de la gaine. Si
donc nous prenons la luminosité de la gaine comme mesure de l'énergie
communiquée par les corpuscules aux molécules du gaz, la lumino-
sité sera faible près de la cathode (d'où l'espace obscur), atteindra un
maximum (à la limite lumineuse de l'espace obscur), et diminuera en-
suite à travers la gaine. L'obscurité au voisinage de la cathode s'exa-
gérerait si la pression autour de la cathode était plus faible que dans
le reste du tube. Je pense qu'il semble assez évident que c'est le cas
et j'espère revenir sur ce point à la prochaine occasion.

Chute de potentiel à Vanode, — Quand nous avons une colonne
positive uniforme, le champ électrique est constant tout le long de
cette colonne et il y a par conséquent autant d'ions positifs que de
négatifs dans cette région; donc, le nombre des ions positifs qui tra-
versent le tube, allant de l'anode à la cathode par unité de temps,
est

kx H- Al

Les ions qui traversent une section P ont été produits entre P et
l'anode. Si ces ions ont été produits par les chocs des corpuscules, le
nombre des ions produits par unité de temps est

^/(XeX)rfx,

*v .-.

l'intégration s'étendant à l'espace compris entre l'anode et P, de sorte
que

nu n'est pas plus grand que /, d'où

Supposons par exemple /(XeX) = AXeX, A étant une constante,
l'équation devient alors

Xe\>

kx -h Atj

V étant la différence de potentiel entre l'anode et P.

SUR UNE SORTE DE RADIATION FACILEMENT ABSORBABLE. 87 1

D'après cela, nous voyons qu'il doit y avoir une différence de
potentiel finie entre l'anode et le point le plus voisin de la colonne
positive pour lequel le champ électrique est constant. Une telle chute
de potentiel a été observée par Skinner et nous espérons revenir, dans
une prochaine Note, sur la comparaison des résultats de cette théorie
avec ceux des expériences de Skinner, ainsi que sur l'explication, par
une méthode analogue, de la chute de potentiel à la cathode.

SUR LA CHARGE ÉLECTRIQUE TRANSPORTÉE

PAR UN ION GAZEUX,

Par J.-J. THOMSOX.
Traduit de l'anglais par P. LU60L.

Philosophical Magazine, 6* série, t. V, ignS, p. 346-335,

Rappel d'expériences anciennes (*). La méthode, qui consiste à mesurer le
nombre des ions captés par une détente dans un ^az humide et le courant qui
traverse le j;az soumis à un champ électrique, a été reprise avec des perfrc-
tionncmenls importants; on a substitué aux rayons Runtgen, comme moven
(rionisation, le radium, beaucoup plus constant; on a employé l'électromèlre
de Dolezalek, dont la sensibilité est telle (20000 divisions par volt au lieu de 5(>
avec l'appareil précédemment utilisé) qu'il permet une mesure beaucoup plus
exacte (les courants d'ionisation, malgré le désavantage que lui donne sa grande
capacité.

Le désir d'accroître notre connaissance des lois qui régissent le
dépôt du nuage autour des ions chargés est la principale raison qui
m'a poussé à répéter ces expériences. La condensation est obtenue
en refroidissant l'air par une détente soudaine. J'avais remarqué, dans
mes anciennes expériences, que, si l'on augmentait la détente de ma-
nière à rendre -^ supérieur à i,3, le nombre des gouttes du nuage

augmentait notablement. M. C.-T.-R. W ilson, qui a fait une étude
systématique de l'efficacité relative des ions positifs et négatifs comme
noyaux de condensation ('), a obtenu les résultats suivants : tandis
(ju'un nuage commence à se déposer autour des ions négatifs avec une
détente égale à i,25, c'est seulement lorsqu'elle atteint i,3i que les

(*) Ce volume, p. 803.

( ' ) Phil. Trans., t. CXCIII, p. 289. Voir aussi ce Volume.

SIR I.V CHARGE ÉLKCTRIQVE TRANSPORTÉE PAR UN ION GAZEUX. 87$

ions positifs sont captés par le nuage: le nombre des parlîcules d'eau
correspondant aux détentes les plus fortes, qui captent à la fois les
ions des deux signes, devrait alors être deux fois plus grand qu'avec
le> détentes les plus faibles, qui captent seulement les ions négatifs.
Dans mes premières expériences l'augmentation du nombre des par-
ticules avec les fortes détentes, bien que marqué, n'était pas aussi
iirand, ce qui porte à conclure que tous les ions positifs ne sont pas
captés par les détentes plus fortes.

Puisque l'humidité commence à se déposer d'abord sur les ions
nciratifs, il est évident que, sauf dans le cas d'une détente très rapide,
les gouttes formées au début autour des ions négatifs auront le temps
lie croître et de former des nojaux aptes à provoquer une condensa-
tion ultérieure; de sorte que, quand la détente augmentera, Fliumi-
dité tendra à se déposer sur les gouttes déjà présentes, plutôt qu'à en
former de nouvelles autour des ions positifs. Donc, avec des détentes
lentes, nous devons nous attendre à avoir un nombre de gouttes plus
\oisin de celui des ions négatifs que du nombre total des ions des
deux >iî'nes.

Les résultats des expériences actuelles montrent qu'il en était bien
ainsi avec les détentes employées dans les premières expériences. La
Aaleur de n obtenue dans ces expériences n'était que peu supérieure
au nombre des ions négatifs; comme ne est la quantité déterminée par
les expériences électriques, il en résultait pour e une valeur à peu
près double de sa valeur réelle.

Les résultats des expériences faites par M. C.-T.-R. W ilson donnent
le moyen de reconnaître si la détente est assez rapide pour capter
aussi bien les ions positifs (jue les ions négatifs; car, si nous détermi-
nons d'abord le nombre de gouttes du nuage quand la détente est
inférieure à i,3i, puis de nouveau pour des détentes beaucoup plus
fortes, et si nous trouvons que le dernier est double du premier, nous
pourrons être surs que la détente la plus forte a été assez rapide pour
capter tous les ions. Ce moyen de contrôle a été appliqué aux expé-
riences décrites dans le présent Mémoire.

L'appareil producteurdu nuage était du type employé par M. Wilson
(.//>. i,p. 808).

Pour rendre la détente suffisamment rapide on avait fait le piston P
en verre très léger. On vidait le flacon H jusqu'à ce que la pression y
fut seulement un peu supérieure à la pression de la vapeur d'eau, et l'on
avait spécialement pris soin que tous les tubes à travers lesquels l'air
avait à se précipiter pendant la détente fussent d'un diamètre aussi

«74

J.-J. THOMSON.

grand que possible et sans étranglement; on a trouvé qu'avec I
ces précautions la détente était assez rapide pour capter tous le

Fig. I.

P, tube piston dont la base reste toujours dans la couche d'eau recouvrant le f(

tube;
Q, obturateur de caoutchouc fermant rextrémilé du tube G, et pouvant être

dément tiré au moyen de la tige K.

positifs. C'est ce que montrent les résultats suivants, pris C(
exemples de ceux qu'ont donnés un grand nombre d'expérience»

Ionisation produite par un échantillon de radium A placé à lo*^'
dessus du plafond du récipient dans lequel se forme le nuaf^e. — Pri
barométrique 768™"; température 19", 5.

Détente.
,333

,32

,3i

/^9

,>8

/^7

Nombre de gouttes

nuage par cm'.

Temps

rapporté

mis par les gouttes

volume du gaz

du nuage

avant

à tomber de i"".

la détente.

9,7

6,6 X lo^

9,8

6,7 X 10^

9,'

5,7 X 10^

8,2.5

4,8 X 10*

7:1

3,6 X 10^

7,12

3,6 xio*

3,55 X 10^

6,5

2,9 X 10*

On voit donc que, si la délente est supérieure à i,33, sa grai

SUR LA CHARGE ÉLECTRIQUE TRANSPORTEE PAR UN ION GAZEUX. 876

n'Influe pas sur le nombre des noyaux saisis par le nuage. Quand elle
est comprise entre i,33 et 1,29 ce nombre diminue, jusqu'à ce que
pour une détente de 1,29 il devienne seulement la moitié de celui qui
correspond aux détentes supérieures. Il reste alors indépendant de la
grandeur de la détente jusqu'à ce que celle-ci tombe à 1,2-; pour les
détentes inférieures le nombre des noyaux saisis diminue rapidement
avec la grandeur de la détente. Nous en concluons que, si la délente
est supérieure à i,33, le nuage saisit aussi bien les ions positifs
que les ions négatifs ; si elle est comprise entre i , 33 et 1 . 29, il saisit
quelques-uns des ions positifs et tous les ions négatifs; de 1.29
^ i,2j, il capte tous les ions négatifs et pas un seul ion positif, et
au-dessous de 1,2- une partie seulement des ions négatifs.

On a calculé de la manière suivante les nombres de la troisième co-
lonne du Tableau précédent : soient q le volume d'eau condensé par
la détente par unité de volume du gaz détendu (calculé par la méthode
donnée dans le Mémoire antérieur) (*); /l' le nombre de gouttes par
unité de volume du gaz détendu; a le rayon de ces gouttes; on a

<7 = n' |ira3;
V désignant la vitesse de chute des gouttes, on a

où a représente le coefficient de viscosité du gaz. Dans le cas de l'air
f est égal à 1,8 X io~*; v est alors égal à 121 x 10* x a-, d'où

/i'= — ^ X i33i X lo'^x t' '•
4?:

Le nombre de gouttes par unité de volume du gaz avant la détente
<^sl égal au produit de /i' par la détente. On mesurait la vitesse de
fhute en déterminant les temps mis par la face supérieure du nuage
^ descendre successivement de 2*^"*. Avec les gouttes que j'utilisais ces
^enips étaient très approximativement égaux l'un à l'autre; avec des
Nuages formés de gouttelettes très fines tombant lentement, le temps
^\% à parcourir le second centimètre est souvent beaucoup plus grand
<lue pour le premier, à cause de la diminution de grosseur des gouttes
par évapora tion.

(') Ce Volame, p. 812.

8t0 J.-J. THOIISON.

Pour faciliter la inesurr' de la vitesse, on avait tendu de soie noire
humide rintérienr de l:i chambre à condensation, ne laissant qu^une
fente étroite pour observer le nuage. Le fond de la chambre élai!
formé d'une plaque de verre, et le brouillard était éclairé par un fais-
ceau lumineux vertical réfléchi par un miroir. Le plafond de la chambre ^
était fait d'une feuille d'aluminium de <»""". 3 d'épaisseur, que pou-
vaient traverser les rayons du radium. On a emploré deux échaotil-
Ions de radium : l'un, désigné par B. était placé à i5*^" au-dessus do :
toit de la chambre, l'autre A (plus faible), à lo*^*". Le radium était
ré|)andu sur des surfaces de -*"" x 5*^"', et tenu en place par une
mince feuille de mica.

f^a partie électrique de l'appareil comprenait un condensateur
à anneau de garde, dont la partie supérieure était un disque d'alumi-
nium de même épaisseur que celui qui formait le toit de la chambre
à condensatifin, et découpé dans la même feuille; la partie inférieure
était un discpie d'aluminium de 2'^'", 47 de rayon dans une pièce d'ap-
pareil, de 4""y'>'> dans une autre, entouré d'un anneau de garde éga-
liMiicnt (m aluminiuui; la distance entre les plaques du condensateur
était de i""". Le radium était placé au-dessus de la plaque supérieure
et à la méuH! distance que dans les expériences de condensation de
brouillards, c'est-à-dire A à lo*""*, et B à lo*""* au-dessus. Le disque
inférieur était relié à l'une des paires de quadrants d'un électromèlre
de Uolezalek, le fil de communication passant à tiavers un tube mé-
talli(|ue relié au sol. Le radium était entouré de protecteurs en plomb
destinés à limiter sa radiation au voisinage du condensateur. Le ra-
dium, le condensateur à anneau de garde el un second condensateur j
destiné à mesurer la capacité du système étaient placés à l'intérieur
d'une boîte à rcvétemenl métallique. La plaque supérieure du conden- '
sateur était maintenue à un potentiel constant; la plaque inférieure,
reliée à l'électromètre, était d'abord mise au sol. Quand on isolait
la phupie, un courant électrique passait entre les plaques à travers
l'air ionisé par le radium; le courant chargeait l'électromètre. et lai-
guille déviait. Connaissant la déviation produite dans un temps donné,
on pouvait calculer la quantité d'électricité reçue par la plaque infé-
rieure pendant ce temps, à la condition de connaître la capacité de
l'électromètre et des connexions.

Si l'on appelle // la vitesse moyenne des ions positifs et négatifs
dans le champ électri(pie appliqué à l'air entre les plaques, n le
nond)re des ions (positifs et négatifs) par centimètre cube dans cet
air, c la charge d'un ion, A l'aire de la plaque inférieure, la quantité

SUR LA CHARGE ÉLECTRIQUE TRANSPORTÉE PAR UN ION GAZEUX. 8;7

l'électricité reçue par la plaque inférieure dans l'unité de temps
est neuX. Si C désigne la capacité de Télectromètre et des con-
nexions, cette quantité d'électricité produira entre les quadrants une

différence de potentiel de — tt^> à laquelle la déviation de l'électro-

mètre sera proportionnelle; pour déduire de la lecture de l'électro-
mètre la valeur de ne^ il faut connaître la valeur de C. On la détenni-
Bait en reliant à la plaque inférieure du condensateur un autre
condensateur de capacité C et mesurant de nouveau la différence de
>otentiel entre les plaques après avoir laissé passer le courant pen-

lant 1 seconde. Elle est égale à -; ^; si donc o, et 62 sont les

iéviations de Télectromètre avant et après l'adjonction de C, on a

Oy C -4- (V
N- = T^ >

0* Lé

ié = -^ ^ •

Oi— Oî

La capacité effective de l'électroniùtre de Dolezalek dépend princi-
palement de la charge de Taiguille, et peut par conséquent beaucoup
varier d'un moment à l'autre; ainsi, dans ces expériences, C a varié
de 200*"" à 900*""; il est donc très nécessaire de mesurer sa valeur
pour chaque observation. Dans ce but, on faisait [)ar exemple six lec-
tures consécutives sans le condensateur C, dont la capacité était

0,001 microfarad (dans trois de ces lectures la plaque supérieure avait

un potentiel plus élevé que la plaque inférieure; dans les trois autres

lesen>de la différence de potentiel était renversé); on faisait ensuite

5ix lectures avec le condensateur, puis six sans lui.
La grande capacité effective de l'électromètre de Dolezalek le rend

^lïoins sensible pour la mesure des faibles quantités d'électricité que

pour celle des différences de potentiel.

La valeur de /?, dans les expériences électriques, représente le
Nombre d'ions par centimètre cube de gaz quand il est soumis au
champ électrique; dans les expériences de condensalion la valeur
-^ouvée pour n correspond à Tabsencc de cliamp électrique. Le cham|)
^ndà chasser les ions hors du gaz, de sorte que leur nombre dans un
•hamp électrique doit être moindre; quand le champ est très intense
^ différence est très marquée, mais avec le faible champ employé dans
es expériences (en\iron ^ de volt par centimètre), elle est inappré-
iable; on peut s'assurer que le champ est assez faible pour réaliser

coup sûr cette condition en mesurant le courant pour des valeurs

8-8

J.-J. THOMSON.

différentes de la différence de potentiel ; puisque la vitesse u de Tioa
est proportiijDnelle à la force électrique, la proportionnalité de b
déviation de rélectromèlre à cette force montrera que n est constant^
c'est-à-dire n'est pas modifié par la force. On réduisait cette dernièii^
à la moitié de sa valeur, soit ^ de volt par cenlimètre, et Ton détermî-;
nait de nouveau les déviations de Télectromètre; comme on trouv
qu'elles avaient également diminué de moitié, on concluait qu*av
les faibles champs employés dans ces expériences la valeur de n élail
sensiblement la même que sans champ.

Pour savoir si l'ionisation secondaire due à Faction de la radiation J
sur l'aluminium était appréciable, on répéta Texpérience en cou\Taitt
la plaque inférieure de papier de soie humide. Les résultats trouvés
furent les mêmes.

Les Tableaux suivants se rapportent à des expériences faites pour
déterminer le nombre d'ions par centimètre cube produits : i** parm
échantillon de radium A placé à lo*^™ au-dessus du toit de la chambre
à condensation, et 2® par un autre échantillon B placé à 1 5*^"* au-dessus.
Le premier Tableau contient les nombres d'ions positifs et négatifs
captés par des détentes supérieures à i,33; le deuxième, le nombre 1
des ions négatifs captés par des détentes inférieures à i,33.

Si Ton prend la moyenne des résultats, on voit que le radium A
produit à lo*^"* de distance 6,2,5 X 10* ions par centimètre cube, tan-
dis que le radium B en produit 1 6,-^5 x 10*.

Détentes supérieures à i^33.

Pre»sloii

almo-

sphérique.

749,5
761

77'^
768

Tempé-
rature.

Il
19,5

»9
«9
19
19
197^

Diirérenco

de pression

avant

et aprt'S

détente.

19^

i85
184
185
193
193

Détente.
1,343

1,335

1,336

1,33

1,343

1,344

Temps mi» par le nuage
à tomber de ica.

Radium A.
s

9,G5
10

io,*;ij
10

9>^
9,75

Radium R.

18*6

ff
18,7.5
17, '25
18,5

Ions par ceotimèire t

iMovcnnc

Radium A.

6,3 X 10^

6.65 X lo*
6,8 X 10*

6.66 X 10^

6.3 X 10*

6.4 X lo»

6.5 X lo*

RAdii

SUR LA CUARGE ELECTIIIQUK TllANSPOhTKE PAU LX ION (iAZElX.

879

Détentes inférieures à i,33.

Différence

de presftfon

avant

T«Mipê-

et aprè*

niare.

détente.

Détente.

19,^

i63

1/^77

iy,5

i63

1 , 9.76

«9

167

1,28

Temps mis par le nua^o
à tomber de icm.

Radium A. Radium B.

Ion» nciratirs par centimètre cube.
Radium A. Radium B.

3,3

X 10*

8, G

X 10*^

i3,5

2,5

X 10*

«,9

X 10^

7,125

12,5

3,3

X 10^

8,2

X lO^

Moveniie

3,0

X 10^

8,5

X 10*

Le Tableau suivant donne les résultats de la détermination du pro-
lait ne du nombre n des ions par centimètre cube par la charge élec-
jique e d'un ion en U.E.S. : D est la dé\iation de l'électromètre en
livisions de l'échelle pour une dillérence de polentiel de 1 volt, C la
i^apacité de rélectromètre et des connexions; 0| est la moyenne des
It'viations positives et né<;atives observées en i minute quand il
jT avait entre les plaques du condensateur une dillerence de potentiel
de|de volt, le gaz étant exposé au rayonnement du radium A à lo*^"*;
62 est la même quantité relative au radium B à i5*^'". f^es valeurs
de ne sont obtenues comme il suit : soient A la surface de la plaque
reliée à l'électromètre, u la vitesse moyenne des ions positifs et
négatifs sous un champ de i volt par centimètre; la quantité d'élec-
Irlcilé communiquée à cette pla(|ue dans l'unité de temps sous -j de
volt par centimètre est égale à J/u'mA, et détermine entre les plaques

I t\.(*lL A

une différence de potentiel de - — p^- unités E.S. ; la dillerence de

•s

polentiel en volts est donc -r^t d'où

I neu\

3 ""TT"

0, I

- — ^

()o D 3<><)

1) après les expériences de Zelenv, u est égal à i*^'",.^ pour l'air
humide, la surface A étant ig*"™*,! ; on a les données nécessaires à la
détermination de ne.

I).

ûr

7400

483

170

(û )o

G40

7600

900

25,5

7»»^

Uoo

9^0

7«
venue

ne ne

puur le radium A. pour k* rucliuin B.

23,2 X 10 •* 08 X io-<*

20.7 X I ()"-♦'• //
19 X 10-'^ 53 X 10-6
18,5 X lo-'' 52 X 10 <i

20.8 X 10-^ 57, G X lo-*»^

88o TIIO]tfSO.\. — SUR LA CHARGE KLECTRIQUE TRANSPORTÉE PAR UN ION GAZE»

Donc, puisque pour le radium A on a /le = 20,8 x lo'* e
n = (),25 X 10*, la valeur de e esl 3,3 X io~***.

Pour le radium B, ne =^ •^7?^^ X ><^>~* et n = 16,75 x 10*, don
e=: 3,5 X io~*®.

La moyenne de ces valeurs donne comme charge de l'ion «ja
zeux 3,4x10"*" U.E.S. Ce n'est que la moilié environ de lava
leur 6,5 X 10'" Irouvée dans les expériences anciennes. La dill'ê
rence, comme je Tai déjà expliqué, esl due à ce que dans ces demiiTe
les délentes ne saisissaient pratiquement que les ions négatifs: ccl
donnait pour n une valeur un peu supérieure à la moitié de sa \aleii
réelle, et pour e une valeur deux fois trop grande.

Connaissant r, on en peut déduire de suite le nombre des inolê

cules par centimètre cube de gaz à o" et 760'"'". Si, enelFel, N désigm

ce nombre, on a, e étant égal à la charge de l'ion hydrogène dan;

l'électrolyse.

Ne = 1 ,22 X lo^o,

et, puisque e = 3,4 x io~'", N = 3,() x io'°.

Ce nombre est bien compris entre les limites des diverses délcmii-
nations failes par les méthotlcs de la théorie cinétique. La méthode
précédente a l'avantage de ne |)as exiger la connaissance de la forme
des molécules, et de n'im|)liquer aucune hypothèse sur la nature des
edets |)roduits par la collision de deux molécules.

— — »«»«

CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES G4Z

PAR LES CHOCS DES IONS CHARGÉS NÉGATIVEMENT,

Par John-S. TOWNSEM).
Traduit de l'anglais par H. MOULIN.

Philosophical Magazine, i. I, 1901, p. 198 à 227.

I. Dans une Note publiée dans Nature (Vol. LXU, 9 août 1900)
j'ai décrit brièvement quelques expériences qui montrent que les ions
chargés négativement peuvent produire d^autres ions en se déplaçant
à travers un gaz, bien que le champ qui agit sur eux soit très petit par
rapport au champ nécessaire pour produire les décharges qu^on
observe d'ordinaire dans les tubes à vide ou les étincelles. La présente
Noie contient un exposé plus complet des principales expériences,
et de quelques recherches basées sur la théorie à laquelle m'ont con-
duit les résultats expérimentaux.

Dans toutes les expériences que nous allons décrire ici, un certain
nombre d'ions sont produits dans le gaz par quelque source exté-
rieure, telle que rayons Rnntgen ou Becquerel. La conductibilité
produite par ces rayons a été étudiée par divers physiciens, qui ont
trouvé qu'elle tend vers un maximum quand le champ électrique
augmente. Ainsi, dans la Note qu'ils ont publiée sur ce sujet, les
professeurs J.-J. Thomson et E. Rutherfôrd ( * ) ont établi que, « pour
une intensité donnée de la radiation, le courant à travers le gaz ne
<iépasse pas une certaine valeur maxima, quelle que soit la force élec-
Iroraotrice ».

De nombreuses expériences ont été faites également avec des élec-
irodes de différentes formes, et ont montré que la conductibilité ne
change pas quand on renverse le champ.

(') Professeurs J.-J. Thomson et Ruthsrford, Pkil. Mag„ novembre 1896.
S. P. 56

88'2 J.-S. T0WN8END.

D'après les expériences décrites dans la présente Noie, on verra
que la relation entre le courant et la force électromotrice né pré-
sente plus ces propriétés quand la conductibilité est produite dans un
gaz à basse pression. Il n'existe ni pression ni force électromotrice
critiques pour lesquelles une discontinuité se présente, et, quand
on réduit la pression, la relation entre le courant et la force électro-
motrice perd graduellemeiit les caractères simples qu'elle possédait
aux pressions élevées.

Aux basses pressions, on peut considérer le courant comme passant
par trois phases quand on augmente la force électromotrice. Dans la
première phase, le courant croît avec la force électromotrice; dans la
deuxième, le courant reste pratiquement constant et présente seule-
ment de petites variations pour des variations relativement grandes
delà force électromotrice; dans la troisième, le courant croît rapi-
dement avec la force électromotrice. De plus, avec des électrodes de
certaines formes, on peut avoir une grande difl'érence de conducti-
bilité en renversant la force électromotrice. Ceci est particulièrement
notable quand le courant passe entre deux électrodes dont l'une en-
toure l'autre; mais, quand on emploie des plateaux parallèles, la con-
ductibilité présente seulement de faibles changements lorsqu'on in-
verse le champ. Dans ce dernier cas, il n'y aurait aucun changement
si les plateaux étaient de même métal. Nous commencerons donc par
décrire la nature de la conductibilité entre deux plateaux parallèles
dans un gaz à basse pression.

2. L'appareil employé pour ces recherches est représenté par la
figure 1 . Il consistait en deux plateaux parallèles placés à l'intérieur
d'un récipient étanche en relation avec une pompe de Topler. Le
plateau inférieur était une épaisse plaque de zinc percée d'une fe-
nêtre circulaire W couverte d'un disque d'aluminium mince, le joint
entre le zinc et^ l'aluminium étant mastiqué avec de la glu élastique
pour en assurer l'étanchéité.

Une feuille d'aluminium fut étendue sur la surface du plateau de
zinc pour que la surface en regard du plateau de laiton mobile B soit
plane. Le tube T, par lequel on faisait le vide dans l'appareil, était
soudé au dos du plateau de laiton.

Le plateau B avait lo*^" de diamètre et l'ouverture circulaire avait 4^°
de diamètre.

La tubulure de la cloche de verre C couvrant l'appareil était fermée
par un bouchon d'ébonite traversé par un tube de laiton U et Ton

CONDUCTIBILITE PRODUITE DANS LES GAZ PAR LES CHOCS DES IONS.

883

rendit étanche le joint enlre le tube et Tébonite. Le tube T rentrait
exactement dans le tube U et pouvait y glisser verticalement, ce qui
permettait de faire varier la distance entre les plateaux; une échelle S,

gravée sur le tube T, permettait de déterminer la distance entre les
plateaui. Un morceau de tube de caoutchouc était disposé en haut
du tube U et empêchait l'air de rentrer dans Tappareil en passant
^ntre les deux tubes.

La pression du gaz à Tinlérieur de l'appareil était mesurée avec
«ne jauge de Mac Leod.

Les connexions électriques étaient faites à la manière habituelle.
Le plateau de zinc A, supporté par des cales d'ébonite, était relié à
lune des extrémités d'une batterie d'accumulateurs dont l'autre
^itrémité était au sol. Le plateau supérieur B était relié par Tinter-
*ïiédiaire du tube T à l'une des paires de quadrants d'un électromètre
dont l'autre paire de quadrants et la cage étaient au sol. Le fil reliant
•ctubeT aux quadrants passait au centre d'un tube de laiton relié au
solformant écran pour le fil.

Des bandes de papier d'étain, collées autour de la cloche de
^c*te C, intérieurement et extérieurement, étaient maintenues au
potentiel zéro par des connexions avec le sol. Le bord inférieur des

884 J--^- TOWNSEND.

bandes était à 2^"^ du plateau de zinc, de telle sorte qu^aucune charge
ne pouvait fuir du plateau A sur la surface du verre et par suite iii«
fluencer le potentiel du plateau supérieur et du tube T.

Les cales d'ébonite supportant l'appareil reposaient sur une boîte
recouverte de plomb, contenant un tube focus à rayons de Rontgen
et une bobine de Ruhinkorff. Une ouverture circulaire était percée
dans le plomb et le tube placé de façon que Tanode de platine soit sur
la verticale du centre de l'ouverture.

Les rayons traversaient Tespace compris entre les deux plateaux
au-dessus de la fenêtre d'aluminium, et le disque isolé B, en laiton
épais, empêchait la radiation de pénétrer dans la partie supérieure
de l'appareil. En même temps le plateau de laiton donnait une radia-
tion secondaire qui augmentait considérablement l'ionisatio n entre
les plateaux.

3. Les expériences furent conduites de la manière suivante : le fil
reliant le plateau supérieur aux quadrants était mis au sol et le pla-
teau inférieur était porté au potentiel voulu; le plateau supérieur
était alors isolé. On observait la déviation produite par les rayon^
agissant pendant 10 secondes. L'électro mètre ne présentait aucun^^
fuite avant le fonctionnement du tube et, après l'arrêt des rayons, 1^
déviation de l'électromèlre restait parfaitement fixe, ce qui indiqu»»^
que le courant ne continuait pas à passer lorsque les rayons avaies:»^
cessé d'agir.

La relation entre le courant et le champ électrique fut alors déte«"'
minée pour différentes pressions et les nombres obtenus sont repré-
sentés graphiquement dans les figures 2 et 3 (* ). Le courant varie Lé-
gèrement quand on renverse le champ : c'est la moyenne des de^-*^
courants obtenus qui est représentée sur les courbes. La différeiB.ce
de conductibilité, généralement faible, aurait pu être supprimée f>^^
remploi de deux plateaux d'aluminium, mais l'avantage qu'on en atti-
rait alors tiré n'aurait pas compensé la diminution de conductibilité
provenant du grand effet secondaire dû au laiton

Trois séries d'observations ont été faites à chaque pression pour des
distances de o'"*, 5, 1*^" et 2*^'" entre les plateaux. Les courbes corres-
pondant à ces distances sont marquées respectivement o,5, i et a.
Les champs X sont donnés en volts par centimètre [(potentiel de A) :
(distance des plateaux)]. L'unité de courant est de i ,4 X lo""*' am-

(') Figures a et 6 du Mémoire.

CONODCTtBILITB fHODUITK DANS LES GAZ I

t LKS CHOCS DKS lONS-

père. Les courbes n'ont pas été tracées à partir de l'origine, car nous
Déconsidérons, pour le moment, que la relation entre le courant et
le champ électrique quand la différence de potentiel entre les élec-
trodes dépasse lo à 20 volts. Les courbes montrent que le courant

Klg. I.
firvssioti 4,13'"-"

■^

'^'"oit, quelquefois très rapidement, lorsqu'on a dépassé la seconde pé-
''lode (au sujet de laquelle j'ai donné des références).

Ces résultais expérimentaux s'expliquent complètement si nous
'"emarquons que tous les ions produits par les rayons, y compris les
Savons secondaires, sont recueillis par les électrodes quand le cliamp
Cst petit (et le courant ne dépend pas pratiquement du champ), et
^ue les ions négatifs en produisent d'autres, par collision avec les
>tiol<'-cules du gaz, quand le champ augmente : les nouveaux ions néga-
tifs ainsi produits ayant la même propriété que les ions négatifs ini-
tialement produits parle rayonnement.

Si les deux espèces d'ions, positifs et négatifs, en produisaient
d'autres à la suite de leurs chocs avec les molécules, il est évident

886

J.-8. TOWNSEND.

que le courant ne cesserait pas quand on supprime les rayons. Nous
devons donc attribuer l'augmentation de conductibilité aux ions d'une
seule espèce; et l'on peut montrer clairement par des expériences,
faites en plaçant l'une des électrodes à l'intérieur de l'autre, que ce

Fig. 3.

220

200

lao

160

140

$ 120
^ 100

60
40
20

Pression OJ/r-

-T

^""^

—45

^r\

4t^

' '

80 160 240 320 400 480 560 640 720

Vo/ts par centimètre.

sont les ions négatifs qui produisent la grande augmentation de con-
ductibilité observée ( ' ).

4. Le premier pas à faire vers une explication de ces résultats est
de chercher, d'après les courbes, le nombre a d'ions d'une seule
espèce qu'un ion négatif produit en se déplaçant sous l'influence
d'un champ électrique à travers i*^'" de gaz. Le nombre d'ions positifs
qui sont produits est égal au nombre d'ions négatifs, de sorte que,
dans ce qui va suivre, nous n'aurons besoin de considérer que le
nombre d'ions négatifs^ sous-entendant que lorsqu'un ion négatif
est produit un ion positif est aussi produit.

Supposons qu'un champ X agisse sur Nq ions négatifs dans un
gaz à la pression /> et à la température /. Soit N le nombre total

(') Voir le Mémoire ullérieur de P.-J. Kirkby.

CODICTIBILITÉ t*RODLITE DANS LES GAZ PAR LES CHOCS DES IONS. 887

(fions négatifs lorsque les No ions ont parcouru une distance x. Les
nouveaui ions se déplacent avec la même vitesse que les No primitifs,
de sorte que tous les ions négatifs se trouveront ensemble pendant
leur déplacement. Le nombre d'ions négatifs produits par N ions se
(léplaranl d'une distance dx sera aN dx^ % étant une constante
ilépendant de X, p et l.
Nous aurons alors

d'où

: I

N =Nûe*-^.

Soient n^l ions négatifs distribués uniformément entre deux pla-
teaux distants de /, et soit X le champ qui leur est appliqué.
Le nombre d'ions, C, qui arrivent au plateau positif est

G= r n^z'^dx^ ^^(6»/—!),
et le rapport de ce nombre au nombre d'ions primitif est

Si Cfl est le nombre d'ions produits par les rayons primaires et
secondaires, le courant total dans le gaz est

■^) C=^J(£«'-.);

C4, courant lorsque aucun ion n'est produit par chocs, est représenté
pour chaque courbe par l'ordonnée (^y) du point pour lequel la tan-
i?ente à la courbe devient pratiquement parallèle à l'axe des X.

G
Le rapport -^ est donc fonction de / et, par un calcul simple, on

peut montrer que Téquation (2) rend tout à fait compte de la forme
dci» trois courbes dans chaque diagramme. La valeur de a peut se dé-

G
terminer en substituant le rapport p- trouvé expérimentalement et la

dislance des plateaux / dans l'équation (2).

Les petites valeurs de a sont déterminées avec une grande exacti-
tude d'après les courbes correspondant à /= » ; mais, dans les Tableaux
suivants, quelques-unes de ces valeurs ont été obtenues d'après deux
courbes et l'accord entre ces nombres montre que l'elFet de l'écar-
tement des plateaux est complètement expliqué par la théorie. Les

888

J.-S. TOWNSEND.

Tableaux donnent les valeurs de a pour les différentes valeurs du
champ X; les déterminations faites d'après les courhes correspondant
à des distances entre les plateaux de a*^", i et o'^*°,5 sont données res-
pectivement dans la deuxième, la troisième et la quatrième colonne.
Vn Tableau spécial est donné pour chaque pression.

Tableau

Pression : 4""",

,i3.

/ = 2.

/= 1.

/ = 0,5.

Calculé

lao

o,i3

0,1 35

160

0,28

o,3o

o,3i

200

o,5o

o,5i

240

0,99

0,95

3-20

2,1

2,2

«,95

400

3,6

480

5,3

5,0

56o

7>»

640

i»

8,9

8,7

Tableau V.

Pression : o""", 171.

1 = 1.

/= l.

/ = 0,5.

CalcuN

0,24

o,65

0,66

1 ,33

1,36

1,37

120

1,8

160

Jt , 2 3

.2,1

2,1

240

2,45

'2,4

3*20

2,63

•^-77

2,6

480

3, r:3

2,8

640

)»

3,25

3,0

Les nombres de la cinquième colonne de ces Tableaux ont été
calculés par la méthode indiquée dans le paragraphe 7.

5. Nous pouvons maintenant chercher la relation qui existe entre a,
p et X, la température étant constante.

Soit f la vitesse acquise par un ion en se déplaçant librement
entre deux points entre lesquels la dillérence de potentiel est P( volts).
Soient e la charge d'un ion et m sa masse.

On a alors

(3)

•À

e xP
3 00

CONDt'CTlBlLlTK PRODUITR DANS LKS GAZ PAR LES CHOCS DES IONS. H89

Soient n le nombre de molécules par centimètre cube d'un gaz à la
pression atmospbérique (lo* en unités C.G.S.) et à la température
de20"C. (qui était à peu près la température moyenne à laquelle les
expériences ont été faites), et // la vitesse moyenne d'agitation d'une
particule de masse m dans un gaz à la température de p.o".

La vitesse u est donnée par l'équation

(4) -/n/iM* = io*.

D'après les équations (3) et (4), nous obtenons

V* in X e X P . ^ _.

— - = IO-* = A'J P,

a« 9

puisque

n X e = i ^i X lo'o (').

Donc la vitesse acquise par un ion, en se déplaçant librement entre
deux points dont la différence de potentiel est de 4 volts, est dix fois
plus grande que la vitesse d'agitation à la température ordinaire. Ce
i*ésultat est indépendant de la masse de l'ion.

Dans les conditions où nous avons opéré il y a une différence re-
marquable entre les ions positifs et négatifs. Ces derniers produisent
de nouveaux ions quand ils se. déplacent dans un cbamp qui est trop
faible pour maintenir une décharge continue. 11 est donc raisonnable
de supposer que les ions négatifs sur lesquels nous avons opéré sont
les mêmes que les particules négativement chargées qui sont émises
quand de la lumière ultra-violette tombe sur une plaque de zinc. Le
professeur Thomson a montré que la masse de ces particules est j^
delà masse d'une molécule d'hydrogène (-). Becquerel et Curie ont
^ussi montré que la radiation du radium se compose de semblables
corpuscules.

U parait probable, dans le cas présent, que les ions négatifs sont
^tissi très petits et que les ions positifs diffèrent peu des molécules
^l'dinaires au point de vue de leur masse. Si nous adoptons cette
'ïianière de voir, il est facile de montrer que la vitesse d'agitation des
^ons négatifs est 8o fois la vitesse d'agitation des molécules d'air : la
^ itesse acquise par un ion en se déplaçant entre deux points dont la dif-
férence de potentiel est de 4 volts serait alors 8oo fois la vitesse d'agi-

(') JoHN-S. TowNSEND, f'hU. Trotis , vol. CXCIII, 1899.
(') J.-J. THOMSONf PhiL Mag.f vol. XL VIII, décembre 1899.

890 J.-8. TOWNSBND.

tation des molécules d'air. Cette dernière vitesse est donc si petite
par rapport à la vitesse des ions négatifs qu'on peut la négliger et
considérer les molécules d'air comme étant au repos.

Voyons maintenant ce qui arrive quand un ion se meut avec une
vitesse déterminée (plus grande que sa vitesse d'agitation) à travers
un gaz à la pression y[>. Le nombre de collisions que fait un ion avec
les molécules du gaz en se déplaçant de i*^"' est indépendant de sa
vitesse et est proportionnel à la pression. Soit P/> ce nomhre de col-
lisions; iT- sera alors la longueur du libre parcours moyen, exprimée

en centimètres. Suivant notre théorie, les nouveaux ions sont produits
parle choc, et, si la vitesse de Tion est suffisamment grande, il se pro-
duit pp nouveaux ions négatifs et un nombre égal d'ions positifs en
traversant i*^"' de gaz.

Puisque les chocs ne sont pas tous de même nature, um* vitesse
quelconque de l'ion peut être suffisante pour produire des ions pour
certains chocs, sans en produire le nombre maximum {^p}»

Nous nous attendrions donc à ce qu'il n'y ait pas une vitesse minima
au moment du choc, nécessaire pour produire des ions; mais, plus la
vitesse sera grande, plus le nombre des ions produits s'approchierade
la valeur pp.

Utilisant ces principes comme base de notre théorie, nous pouvons
procéder de la manière suivante pour trouver l'expression de a en
fonction de X et de p.

(>. Les libres parcours d'un ion qui se meut dans un gaz ne sont
pas tous de même longueur. Sur j^ chemins, le nombre de ceux qui
dépassent la longueur x est

.»•

c étant le libre parcours moyen.

Kn se déplaçant de i'", un ion fait ,3/? libres parcours, de sorte que
le nombre de ces parcours qui excèdent la longueur w est

Le nombre, de parcours compris entre x, et x^ est

Soit Ip la vitesse acquise par un ion en se déplaçant librement entre

CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES GAZ PAR LES CHOCS DES IONS. 89 1

deux points dont la différence de potentiel est F^ volts. Posons

jr, X X = P, et J72 X X = Q,

X étant le champ agissant sur le gaz.

Le nombre de collisions effectuées par un ion, avec des vitesses
comprises entre Ip et 1^^ en se déplaçant de i*^"*, est alors

en supposant que, après le choc, la vitesse de Tion est petite par rap-
port à la vitesse qu'il possédait avant. (Cette supposition ne serait
plus légitime pour de très grandes vitesses de choc, mais cette hypo-
ihèse peut être appliquée aux vitesses auxquelles nous avons affaire
el conduisent à une analyse simple.)

Si le potentiel P est grand, suivant notre théorie, une paire de nou-
veaux ions sera formée à chacun de ces chocs, mais quand P est petit
(environ 10 à 20 volts) de nouveaux ions ne seront produits que dans
certains cas favorables. Soit |5p le nombre d'ions négatifs formés dans
^ collisions quand la vitesse au moment du choc est comprise entre
Ip et Ip^ , .

On a alors

(7) a = p'^^p[r ^ -z ~'),

P = o

La valeur maxima que peuvent prendre chacun des coefficients ^p

est Jj.

L équation (-) peut se mettre sous la forme générale

^l SI Ion ne fait aucune restriction sur la forme de la fonction y, il
^est pas nécessaire de supposer que la vitesse de l'ion est faible après

le choc.

^^ous pouvons essayer de voir si les valeurs |de a que nous avons
^^terminées peuvent s'exprimer pas une équation de cette forme.

^j nous traçons une courbe pour chaque pression, en prenant

at X .

comme coordonnées — et — 1 les cinq courbes doivent coïncider puis-

P P ^ ^

Quelles ont chacune la même équation.

Les points portés sur les courbes, points qui sont marqués 1, 2, 3,

I.-S. TOWKSBND.

4 Cl 5, ont comme coordonnées les valeurs de — et de - déduites wi-

P P

pectiteiiient des Tableaux I, II, III, IV et V,

l-'ig. 4-

%.l

}

0.5

fft

40 60 80 100 m W 160 190 200 ZEO 240 260 ZSO JOO ÎW
X

Comme le» variables varient dans une assez grande étendue, la
points sont portés sur deux diagrammes (,/îj?- 4 et 5); l'un pouriM

-ij

—

«K°

"î

£^'

0 2

M J

0 5

506

0 6

DO 9

30 n^

10 1

OOl

IMl

IWI

DOU

valeurs de — plus pntites que 33o, et les autres, â une <''clielle diflé-
rente, pour les \aleurs plus grandes des variables. La position de:

CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES GAZ PAR LES CHOCS DBS IONS. 89$

points montre clairement qu'ils se placent tous sur la même courbe,
de sorte que les résultats expérimentaux confirment celui auquel nous
â\ons été conduits par des considérations théoriques.

Le problème de la détermination de x en fonction de /o et de X est,
par conséquent, considérablement simplifié; et les trois variables a,
p et \ ont été réduites à deux :

a X

- et -•

P P

Avant de procéder à la détermination des coefficients de Téqua-
lion (7), nous pouvons mentionner ici une propriété géométrique
intéressante de la courbe {fig* 5).

Quand X est constant, il existe évidemment une certaine pression
pour laquelle a est maximum : si /? est grand, de nouveaux ions ne
seront pas formés, puisque les ions primitifs n'acquerront jamais
une grande vitesse et, si p est très petit, il y aura trop peu de colli-
sions pour que a puisse prendre une grande valeur.

1^ valeur de/? pour laquelle a est maximum s'obtient par dilféren-
tiation de l'équation

-/(-)

par rapport k p.

Nous obtenons alors l'équation suivante, pour déterminer p en
fonction de X :

<l»

/0)-?^G)=°-

Puisque l'équation suivante contient X et/? sous la forme - nous

en concluons que, pour une valeur donnée de X, la valeur de p qui

donne la valeur maxiina de a est proportionnelle a X.

X . . .

La valeur de — qui satisfait à l'équation (9 ) peut s'obtenir immé-
diatement d'après la courbe de la figure 5 :
Substituant

X . ■ ^/X\ rfa, , ^,/X\

X. a -, a, a /(-j. -^^-^ a / (- j

dans l'équation (9), nous obtenons

«1 _ dai

x; "* ^

Cette relation entre les coordonnées d'un point situé sur une

894 J*-S. TOWN8KND.

courbe

montre que la tangente en ce point passe par Torigine.

Donc, pour trouver la valeur de — qui satisfait à réquation (9),

il suffît simplement de tracer la tangente passant par l'origine, et de

prendre l'abscisse du point de contact.

La valeur de — ainsi obtenue est de 38o. Donc la valeur de p en

X -

millimètres, pour laquelle a est maximum, esl^^» X étant exprimé

en volts par centimètre.

La valeur correspondante de a est

6,6 X X , _.

7. L'auteur donne dans ce paragraphe une formule [du même type que
l'équation (7)] représentant la courbe obtenue expérimentalement.

Quand la vitesse de l'ion est plus petite que I5, la probabilité pour qu'.un ion

soit produit est très petite et, d'autre part, on peut négliger ce qui est pro-

m»

duit pour des vitesses plus petites que If. Si Ton remplace -- et — par «t et X|

(valeurs de 3 et de X quand p = i™"*), et si l'on distingue par h\ Je nombre
d'ions produits par un ion qui se déplace de 1*"" avec une vitesse comprise
entre Ii et I^; par h\ le nombre moyen d'ions produits pour une vitesse com-
prise entre I5 et Iio, etc., 1 peut s'exprimei- par la somme de termes :

(

/-P _i^\ /_tË ^1^\ /_îiÊ -"^\

analogue à l'équation (7). Sept termes suffisent et il y a sept coefficients à
déterminer. La courbe montre que «i tend vers un maximum et la plus grande
valeur de ai obtenue dans les expériences est 19, mais pour que tous les coef-
ficients h soient plus petits que p, il faut prendre p = -21. Les coefficients h
prennent les valeurs suivantes :

61= o,o3 quand la vitesse au moment du choc est comprise entre Ii et \%
6,= 0,75
6j= 2,7

*4= 9,0
6|= i3,o

^6= 16,0

67 = 9.0,0

Ce sont les valeurs de a ainsi calculées qui ont été reportées dans les
Tableaux du paragraphe 4.

I5 » lio

Iio »' ïiï

lis » U'J

Ijo * '»

lis » l$o

supérieure à

!..

CONDtCTlBlLITÉ PRODUITE DANS LES GAZ PAR LKS CHOCS DES IONS. SqS

Ces résultats indiquent comment varie le nombre d'ions qui serait produit
par centimètre par un seul ion pour diiTérentes vitesses, le maximum étant
21 X p pour de grandes vitesses.

8. On peut montrer que le libre parcours moyen que nous avons
déduit de ces expériences est conforme à ce que nous pouvions
prévoir, d'après des considérations physiques plus familières.

Le libre parcours moyen d'une molécule d'air à la pression de nfio*""
et à la température de o"C. est 0,96 x io~^ cm. (*).

Nous pouvons donc prendre le chemin libre moyen dans l'air à
20° C. égal à i,o3 X io~^.

Le libre parcours n'a pas ici tout à fait la même signification que le
libre parcours que nous avons considéré (celui d'un ion passant à tra-
vers im gaz supposé au repos). La formule employée pour trouver le
libre parcours moyen, d'après les coefficients de viscosité, suppose
que toutes les molécules sont en mouvement. Les chocs qu'une molé-
cule donnée effectuera avec d'autres molécules seraient moins fré-
quents si ces dernières étaient au repos. Le libre parcours moyen
d'une molécule traversant une atmosphère dans laquelle les molécules

sont au repos serait plus grand, dans le rapport y/2 = i ,4 < j que le libre
parcours lorsque toutes les molécules se meuvent avec leur vitesse
moyenne d'agitation (^). Nous conclurons donc qu'une molécule
d'air se déplaçant avec une grande vitesse à travers i^'" d'air, sous la
pression de i™", ferait 90,7 collisions.

Un ion dans des circonstances analogues fait 21 collisions. Donc,
le rapport des chemins libres est ^^'6li. Ceci justifie la conclusion
à laquelle nous sommes conduits par d'autres considérations, que
l'ion négatif est petit par rapport à une molécule. Si nous négligeons
la charge de l'ion et si nous le considérons comme une particule ma-
térielle dont les dimensions sont petites par rapport à celles d'une
molécule, son libre parcours serait quatre fois le libre parcours d'une
molécule. Le rapport que nous avons obtenu, ^^3', i, montre que le
nombre de chocs efl'ectués par un ion, estimé d'après la théorie de
la viscosité des gaz, serait de 7 pour 100 plus grand que le nombre
àe collisions pour lesquelles de nouveaux ions peuvent être produits.

Soit 2 S la distance entre les centres de deux molécules d'air
quand une collision se produit, et soit d la distance entre le centre

{*) Meykr, Kinetic theory of gcises.
(-) Maxwell, PhiL Mag,, t. XIX, 1860.

896 J.-S. T0WN8END.

d'une molécule et le centre d'un ion quand de nouveaux ions sont
produits.

Alors

4S» 4,3

d'où

d = 0,96s.

D'habitude, on suppose que S est le rayon de la sphère d'action
qui entoure une molécule et que le rayon de la molécule est beau-
coup plus petit. Si nous adoptons cette manière de voir, il nous sera
difficile d'expliquer les résultats auxquels nous sommes arrivés. Il
semblerait, d'après la valeur de d ci-dessus, que de nouveaux ions
sont produits quand l'ion primitif pénètre dans la sphère d'action
d'une molécule pourvu que la vitesse de l'ion soit suffisamment
grande. Dans ces circonstances, l'effet d'une collision doit diminuer
quand la vitesse augmente; les expériences montrent, au contraire,
que la production des ions croit quand la vitesse augmente.

11 ressort donc des résultats des expériences présentes qu'une
partie de la molécule elle-même doit s'étendre à une distance S du
centre, de façon qu'un ion puisse produire deux nouveaux ions
quand d = 0,96 S.

Nous pouvons trouver S d'après les expériences puisque cette dis-
tance est pratiquement la même que d.

Le nombre de collisions effectué par un ion en traversant i*^" d'air

à i"*™ de pression est -^r — = 21, n étant le nombre de molécules

par centimètre cube à la pression atmosphérique. Prenant pour n la
valeur 2 x lo***, nous obtenons S = 1,6 x io~* {* ).

J'ajouterai que le libre parcours moyen d'un ion dans l'air est plus
court que son libre parcours moyen dans l'hydrogène; mais, comme
les expériences avec ce gaz ne sont pas encore terminées, je résene
leur exposé pour une prochaine Note.

Le nombre d'ions produits dans un gaz par un ion qui s'y déplace
rapidement peut facilement se trouver par une autre méthode. On a
montré que la charge des corpuscules émis par le radium peut être
mesurée (^) quand on emploie un échantillon très actif de cette sub-
stance. Le rapport de l'ionisation produite par centimètre d'un gaza

(') JoHN-S. TowNSF.M), Phîl. Tians., l. CACIII, i8(jy.

(') M. P. Curie et M"* Curie, Comptes rendus, t. CX\X, 5 mars u^oo.

CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES GAZ PAR LES CHOCS DES IONS. 897

la charge transportée par les corpuscules donnerait le nombre (liions
produits par chaque corpuscule en traversant i*^" de ^az.

J'ai fait des expériences en vue de trouver ce rapport, mais Féchan-
tillon de substance radioactive qui riait à ma disposition était si
faible qu'il était impossible de déceler sa charge sans employer un
dispositif très sensible. Toutefois, les expériences montrent claire-
ment que chaque corpuscule, en passant à travers i*"" d'air à la pres-
sion atmosphérique, produit au moins loooo ions. Suivant la théorie
que j'ai donnée, ce nombre serait -^60 x ai si Ton néglige l'absorp-
tion du gaz. J'espère être à même de reprendre cette recherche avec
du radium très actif et obtenir un résultat plus précis.

10. L'estimation de Ténergie nécessaire pour ioniser une molécule
peut se déduire des résultats obtenus dans le paragraphe 7.

Quand un ion choque une molécule, deux nouveaux ions sont
produits si la vitesse avant le choc est suffisamment grande. On a vu
que de nouveaux ions sont formés quand la vitesse est égale à I5.
L'énergie cinétique d'un ion se déplaçant avec cette vitesse est

-r— = io~** erg, et nous conclurons que l'énergie requise pour

produire deux nouveaux ions n'est pas plus grande que cette
Naleur.

L'estimation de Ténergie nécessaire pour ioniser une molécule a
été faite, également, par le professeur Ruthcrford ( ' ), et il tn)uva que
cette énergie est égale au travail eifectué par une charge ionique tom-
l)ant de i-jo volts. Si ce nombre était correct, nous ne devrions avoir
obtenu aucun accroissement de la conductibilité entre les plateaux
en augmentant le champ jusqu'à ce que la dilférence de potentiel
entre les plateaux soit considérablement plus grande que i-o volts.
11 semblerait donc, d'après les expériences présentes, que cette esti-
mation de l'énergie soit beaucoup trop grande.

11. Dans le court exposé de la présente tfiéorie, qui fut publié dans
Nature j je mentionnais que les résultats obtenus par Stoletow ( *'*) sur
a conductibilité produite |)ar la lumière ultra-violette peuvent s'in-
erpréler par la théorie des chocs. Nous allons examiner ces résul-

(') E. RUTHERPORD, Proc. Roy . Soc, vol. LXVII, i4 nov. 1900.
(-) Stoletow, Journal de Physique, a» série, vol. IX.

S. P. 57

898 J.-8. TOl^-NSEND.

tais en détail et montrer qu'ils sont tous en accord avec nos conclu-
sions. Stoletow étudiait la conductihililé entre deux plateaux paral-
lèles et cfierchait comment elle variait avec la pression de Tair, la
distance des plateaux et la force électromolrice.

Stoletow obtint les résultats suivants :

i" Quand la pression et le champ étaient constants, la conductibi-
lité augmentait avec la distance des plateaux;

2" (^uand la pression et la distance des plateaux étaient constantes,
le courant augmentait avec le champ électrique; aux très basses
pressions, le courant atteint un maximum et reste constant pour des
champs intenses (*);

3" Quand le champ électrique était constant, la condiictibiHié
atteignait une valeur maxima pour une certaine pression critique
qui était exactement proportionnelle au champ et indépendante delà
distance des plateaux.

Si nous supposons qu'un certain nombre d'ions négatifs sont
produits initialement par Faction de la lumière sur la surface métal-
lique, nous pouvons expliquer tous ces résultats par la théorie que
nous avons développée. Les expériences de Stoletow, aux basses pres-
sions, montrent que le nombre d'ions initialement produits ne peut
varier beaucoup avec la pression. Pour un champ donné, la conduc-
tibilité serait, par conséquent, maxima pour la valeur de /> qui rend 1
maximum.

Nous voyons, par conséquent, que le troisième résultat, relatif à la
pression critique, est d'accord avec la conclusion à laquelle nous
sommes arrivés dans le paragraphe 6, relative à la valeur maxima
de a; et, de plus, une coïncidence numérique remarquable existe entre

X X •

la valeur de — > pour laquelle a est maximum, et la valeur de^ qu'

donne le courant maximum avec la lumière ultra-violette.
Stoletow donne le Tableau suivant :

E, différence de potentiel entre les deux plateaux, la force électromo-

trice de la pile de Clark étant prise pour unité;
/, distance des plateaux en millimètres ;
y?, pression pour laquelle le courant est maximum.

(') Ceci correspond aux résultats obtenus à o"", 171 de pression, comme on [xul
le voir d'après les courbes {fig. 3).

CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES GAZ PAR LES CHOCS DES IONS. 899

La valeur de ^ lo*, pour les dilTérentes expériences, est donnée
dans la quatrième colonne.

E(Cl).

i65
iG5
65
100
65
60
65
65
40

/ (millim. )

(millim.).

0,95

25,3

0,47

13,5

0,47

5,3

o,83

4,7

o,83

3,0

0,83

2,8

1,91

1,3

3,71

0,67

3,60

0,43

I0«

383
384
383
389
383
386
382
382
38?

Quand E est exprimé en volts et / en centimètres, je trouve, d'après
les chiffres ci-dessus, que la valeur moyenne de . est 872. Il en ré-
sulte que, si X est le champ en volts par centimètre, la valeur de yo
pour laquelle la conductibilité est maxima est/?= -^-

Dans le paragraphe 6 nous trouvons que la valeur de />, pour laquelle
2 est maximum quand X est constant, est donnée par la relation

/>= r^, de sorte que la loi empirique découverte par Stoletow est

complètement interprétée par la théorie des chocs.

Les autres résultats obtenus par Stoletow peuvent aussi s'inter-
préter, mais la coïncidence numérique n'est pas aussi exacte. Ues di-
vergences apparaissent quand la condut^tibilité entre les plateaux est
très petite, et il est possible que les résultats expérimentaux ne soient
pas aussi exacts dans ce cas; mais, dans l'ensemble, il y a une très
bonne concordance entre la théorie et l'expérience.

Voyons comment le courant dépend de la distance des plateaux
quand la conductibilité est produite par la lumière ultra-violette. Le
Tableau suivant donne quelques résultats obtenus par Stoletow quand
la différence de potentiel entre les plateaux est proportionnelle à
leur distance /. Pour la plus grande distance (1'""', 08), le potentiel
était i65 x i,43 volts.

P-

/ = 1,08.

0,655.

o,3<)3.

0,26a

750

»•= 7,6-2

7,41

7,39

7,33

«9

18,37

ï7,9«

17,82

16,76

7,7

491

112,7

48, a

3a, 7

900 J.-S. TOWNSEND.

Pour les pressions les plus grandes, un accroissement de la distance
des plateaux agit peu sur le courant; mais pour la pression de 7*"", 7
le courant devient très grand quand la distance entre les plateaui
augmente. Si nous supposons, comme précédemment, que les ions
libérés sous Faction de la lumière partent des plateaux, le courant
devrait satisfaire à Téquation (i) (§ 4),

/ étant la distance des plateaux et a une constante.

r^renant a = 34» 1 , on trouvera que les nombres suivants sont pro-
portionnels à N quand les distances / données dans le Tableau ci-
dessus sont exprimées en centimètres :

491 117 48, î» 3i,9

qui concordent avec les valeurs du courant trouvées par Sloletow
quand la pression est de 7""', 7.

Le champ électrique /X = -j ) employé dans ces expériences était

de 2186 volts par centimètre; et, bien qu'aucun champ dépassant
800 volts par centimètre n'ait été utilisé dans mes expériences, la
valeur de a, calculée d'après la courbe donnée dans le paragraphe 6,
concorde assez bien avec le nombre ci-dessus.

Ainsi, pour X, = ^^-^ = 284, la valeur correspondante de a, dé-

/ î /

duite de la courbe est 4^8, de sorte que a =: 36,9.

Par conséquent, pour expliquer les variations du courant qui se
produisent pour difl'érentes distances entre les plateaux quand X est
constant, il suffit de supposer que le nombre d'ions émis sous l'action
de la lumière est indépendant de la distance des plateaux et que
d'autres ions sont produits par chocs ('V

Pour des pressions plus basses que 70'"", les expériences de
Stoletow montrent que le nombre d'itms produits par l'action de la
lumière est pratiqueuient constant, mais qu'à des pressions plus éle-
vées le nombre d'ions émis par les phiteuux semble diminuer. Ainsi,
la conductibilité à 750""' est environ moitié de la conductibilité à 69"'"
quand le champ est de 2186 volts par centimètre; et, puisque

(') Ces expériences ne peuvent s'interpréter par la théorie des couches superficielles,
puisque la densité d'ionisation est la plus grande aux points les plus éloignés du
plateau.

CONDrCTIBILlTE PRODUITE DANS LES GAZ PAR LES CHOCS DES IONS. 9OI

e courant est pratiquement indépendant de la distance des plateaux,
:el effet ne peut être expliqué par la théorie du choc.

Les considérations suivantes montrent cependant qu'à la pression
ie ^5o""° le champ de 2186 volts par centimètre est insuffisant pour
faire passer du plateau dans le ^az tous les ions qui sont produits à sa
iurface. Quand les ions sont libérés par la lumière à la surface du
plateau, ils tendent à se déplacer dans toutes les directions avec leur
iilesse d'agitation; et, à moins que le champ qui agit sur eux ne soit
issez grand pour leur communiquer une vitesse qui tend à les éloi-
gner du plateau plus grande que la vitesse d'agitation, quelques-uns
peuvent, après collision avec des molécules, revenir en contact avec
le plateau et s'y décharger.

Le libre parcours moyen d'un ion dans l'air à la pression atmosphé-
rique est, suivant celle théorie, 4v^ X lo"* centimètre. En parcourant
celle distance, les ions acquièrent seulement une vitesse, correspon-
dant à une chute de potentiel de 2186 x 4^3 X *^^~* ( == o?*) volt, qui
est environ i,5 fois la vitesse d'agitation [§ o, équation (5)]. Quand
la vitesse d'un ion avant le choc est à peu près la même que la vitesse
d'agitation, le choc peut avoir pour efl'et de renverser la direction du
mouvement de l'ion sans diminuer sa vitesse. Dans les circonstances
actuelles, on peut s'attendre à ce que quelques-uns des ions reviennent
vers le plateau après collision avec une molécule du gaz et perdent
leur charge en venant au contact de la surface qui leur a donné nais-
sance.

Pour être certain que presque tous les ions produits par la lumière
viennent dans le gaz, il serait nécessaire d'avoir un champ électrique
plus grand qu'une certaine valeur. 11 ressort de ces expériences qu'un
^hâinp de 2186 volts par centimètre serait suffisant quand la pression
isl de 69"*™. La chute de potentiel sur une longueur égale au libre par-
cours moyen est, dans ce cas, d'environ i volt et la vitesse acquise est
nnq fois la vitesse d'agitation. Des champs plus faibles seraient néces-
saires avec de basses pressions pour que la chute de potentiel sur une
longueur égale au chemin libre moyen soit de l'ordre du volt ; ainsi nous

ivons — '- — Q = I ou — =: î<4 1 . On verra, d'aprrs la courbe {^/ig- 3), que

U valeur de a correspondant à la valeur — = '21 est très petite.

On voit, d'après cela, que, si le champ est constant et que l'on
abaisse graduellement la pression, la conductibilité croit lentement

jusqu'à ce que - = 7.0 : les ions produits parla lumière traversent alors

902 J -s. TOWNSKND.

pratiquement tous Tair compris entre les plateaux. Ensuite, une di-
minution de p produit un accroissement de la conductibilité, prove-
nant de la formation de nouveaux ions par cliocs, cet accroissement
devenant très grand pour de grandes distances entre les plateaux.

Quand — est égal à environ 3^2, la valeur de a est maxima el p est la

pression critique; pour des valeurs de p plus petites que ^'^> le

nombre d'ions formés parchocs commence à diminuer, et, finalement,
quand la pression est très petite, la conductibilité tend vers la valeur

correspondant à — = 20.
^ P

12. Nous pouvons comparer ici quelques-unes des conclusions
auiquelles nous sommes arrivés avec les résultats obtenus pour les
coefficients de diffusion des ions.

Les expériences présentes ont conduit à cette conclusion qu'il y a
une grande différence entre les ions positifs et négatifs aux basses
pressions et que les ions négttifs sont beaucoup plus petits que les
molécules.

A la pression atmosphérique, les ions diilusent plus lentement que
les molécules du gaz dans lequel ils sont produits, de sorte que
chaque ion est accompagné d une masse plus grande que la masse d'une
molécule de gaz. 11 n'y a pas ainsi de grande différence entre les coef-
ficients de diffusion des ions positifs et négatifs. La faible valeur de la
diffusion des ions peut s'expliquer en supposant qu'un certain nom-
bre de molécules sont groupées autour des ions et que l'agglomération
tout entière se meut dans le gaz avec le véhicule de la charge : les
valeurs de la diffusion des ions positifs et négatifs dépendraient de la
grosseur de l'agglomération qui accompagne l'ion. Les particules
matérielles sur lesquelles sont fixées les charges négatives peuvent être
beaucoup plus petites que les particules qui transportent les charges
positives et, en même temps, leur coefficient de diffusion peut être à
peu près le même.

Quand la pression est réduite, et que les ions sont soumis à l'action
de forces qui les font se déplacer rapidement à travers le gaz, les agglo-
mérations de molécules qui entourent les ions disparaissent probable-
ment, et les ions négatifs se meuvent dans le gaz comme s'ils étaient
accompagnés d'une masse qui est petite par rapport à la masse d'une
molécule. 11 est possible que cet effet se produise à une pression
quelconque si le champ électrique était assez grand pour commu-

CONDUCTIBILITÉ IMiODLITE DANS LES GAZ PAR LES CHOCS DES IONS. 9o3

niquerà Tion une vitesse plus grande que sa vitesse d'agitation. Il est
difficile, cependant, d'arriver à quelque conclusion certaine sur ce
point, car nos connaissances sur la manière dont se comportent les
ions dans des conditions variées sont très limitées

SUR LES PROPRIÉTÉS ÉLECTRIQUES DES GAZ

RÉCEMMENT PRÉPARÉS.

Par John S. TOWNSEND.
Traduit de l'anglais par Edouard SALLES.

Philosophical Magazine, 5* série, t. XLV, 1898, p. laS.

1. Les expériences décriles dans ce Mémoire forment la suite
de celles déjà publiées dans les Proceedings of the Cambrids[e
Philosophical Society, vol. IX, part V. Ces expériences ont montré
que les gAz mis en liberté dans Télectrolyse de l'acide sulfurique ou
de la potasse caustique transportent avec eux une charge électrique,
dont il reste une proportion notable dans le gaz après barbotage
dans un liquide et passage à travers du coton de verre pour le dé-
barrasser de rhumidité qu'il peut contenir. Une autre propriété de
ces gaz est de pouvoir condenser l'humidité de façon à former un
nuage. Aucun nuage n'a été observé dans les gaz nouvellement prépa-
rés, à moins qu'ils ne soient chargés, et le poids du nuage même a été
trouvé proportionnel à la charge portée par le gaz. Ces résultats con-
duisent à montrer que la condensation de l'humidité est reliée à la
charge, et les expériences décrites dans la section 16 du Mémoire
cité plus haut et dans la section 19 de celui-ci prouvent que, lorsque
le nuage est formé dans un gaz chargé, l'électrisation se trouve fixée
sur les gouttes qui composent le nuage; de telle sorte que nous avons
une preuve décisive de ce fait que les gouttes sont formées autour
des véhicules de la charge électrique.

2. Ces résultats ont été utilisés pour trouver la charge sur chaque
véhicule, et il a été trouvé qu'elle coïncidait avec celle que Ton peut
calculer comme étant la charge atomique, en supposant qu'à la tem-
pérature et la pression ordinaire, il y a 10-*^ molécules dans chaque
centimètre cube de gaz. Les expériences donnant le poids du nuage

SUR LES PROPRIETES ELECTRIQUES DES GAZ RECEMMENT PREPARES.

9o5

correspondant à la charge élant importantes, ont été réptHées à l'aide
de la mélliode suivante, qui donne les mêmes proportionnalités que
dans les expériences précédentes, entre la charge par centimètre cube
et le poids du nuage par centimètre cube pour les différents gaz.

3. La figure i représente l'appareil employé, [^'hydrogène et
l'oiYgène positivement chargés, libérés d'une solution d'acide slil-
furique dilué, barbotaient d'abord dans une solution d'iodure de potas-

Fig. I.

^lum dans le petit flacon A, ensuite dans B qui contenait de l'eau dis-
tillée; A et B étaient immergés dans un bain d'eau C, de façon à être
Maintenus à une température fixe pendant l'expérience. Le gaz chargé
formait alors un nuage et l'entraînait le long du tube D, qui le con-
duisait dans le bloc de paraffine P à l'intérieur d'un grand écran mé-
. tallique S. Le bloc P était disposé, comme le montre la figure, afin
<iue l'humidité n'endommage pas l'isolement en se répandant sur la
paraffine; de cette façon, le gaz entrait dans le tube T, plus grand,
relié, à un tube à absorption E contenant de l'acide sulfurique, placé
«Dire les deux tubes en paraffine P et Q. Vprès avoir barboté dans
l'acide sulfurique, le gaz n'était pas seulement débarrassé de l'humi-
dité entraînée de B dans les conditions ordinaires, mais le nuage avait
complètement disparu. L'accroissement du poids du tube à absorption
provient ainsi de deux causes; et lorscpie le poids de Thumidité n«*-
cessaire pour saturer le volume de gaz qui passe à travers F est sous-
trait du total, on obtient le poids du nuage. Ln quittant F, le gaz
pénétrait dans un des inducteurs isolés, le plus petit G servant pour
J'oxygène, et le plus grand I pour l'hydrogène. L'inducteur et le tube
à absorption étaient tous deux couverts de papier d'étain, et reliés à
des godets à mercure placés dans le bloc de paraffine, de telle façon

906 J.-S. T0WN8RND.

que Tun ou Tautre pouvait être relié rapidement aux quadrants isolé
de réleclromètre.

Les expériences étaient conduites de la façon suivante : le luhe à
absorption F était pesé avec soin et relié, par un tube de caoutchiiuc,
aux tubes de verre, noyés dans la paraffine, comme la figure l'in-
di(|ue; le courant était lancé pendant quelques minutes dans le vol-
tamètre pour chasser l'air de A et de Bavant d'établir les conneclions.
Aussitôt que le gaz commençait à barboter dans F, le niouveraenl
d'un chronomètre était déclancfié. F et G étant alternativement reliés
aux quadrants de l'électroraètre, on trouvait ainsi la façon dont
chacun d'eux acquérait une charge. La somme des charges de F et
de G donne la charge totale entraînée de B, et celle de F, divisée par
la charge totale, le pouvoir de décharge du tube à absorption. Aprèsque
le courant gazeux venant du voltamètre avait traversé l'appareil pendant
un temps suffisant, le tube à absorption était enlevé, de l'air sec était
ensuite envoyé avant de le peser une seconde fois. Dans chaque
expérience, on employait pour IVlectrolyse un courant de î4 «dï-
pères, dont la constance indiquée par l'ampèremètre était maintenue
par une résistance convenable placée dans le circuit.

Afin de réduire les lectures de l'échelle de l'électromètre en valeur
absolue, il a été trouvé que, lorsque F était relié aux quadranb, et les
autres conducteurs au sol, chaque division de l'échelle correspondait
à o,oo4o unité électrostatique de quantité, et à o,oo36 unité électro-
statique lorsque c'était G. L'inducteur l, employé avec l'hydrogène,
avait une capacité plus forte que l'un ou l'autre des inducteurs, et
quand il était relié aux quadrants il fallait o,oo4'2 unité électrosta-
tique pour produire un déplacement d'une division sur l'échelle de
l'électromètre.

Les Tables suivantes donnent les résultats des expériences effec-
tuées dans dllFérenls gaz. 9 est la température en degrés centigrades
de l'eau en B; W l'accroissement de poids du tube à absorption F,
fit et /ij le nombre de divisions parcourues en i minute sur l'échelle
de l'électromètre, quand F et G ou 1 sont reliés aux quadrants isolés;
IV est le poids calculé d'eau nécessaire pour saturer le volume r du

gaz ç k h qui traverse F pendant l'expérience, le poids du

nuage par centimètre cube et p la charge par centimètre cube du gaii
quant à i^, il est facile de le calculer, le gaz étant libéré de l'éleciro-
lyte par un courant connu.

SUR LES PROPRIETES ELECTRIQUES DES GAZ RECEMMENT PREPARES.

9*>7

Tableau I. — Oxygène -r- produit par électrolyse d*une solution

diacide sulfurique.

«V

«,.

«2-

CV.

0,0270

o,oo5o

22,3 X IO-«

4,04 XIO-*

5,5X10-»

0,0187

o,oo5o

i4ti X io-«

2,58 X IO-»

5,4 X 10-»

o,o33o

0,0118

20,8 X IO-*

3,8 X 10-*

5,5 X lo-'

«9

0,0240

0,OI25

11,5 X IO-*

2,o5 X 10-'

5,6 X 10-»

Tableau II. — Hydrogène -f- produit par électrolyse d'une solution

d'emide sulfurique.

W-<v

W — IV

«I

«V

<v.

P-

i^p

ïi.

28,5

0,0264

0,0092

8,8 X io-«

»,ï

X 10 -»

4,2 X IO-»

0,0296

0,0092

10,5 X IO-*

2.57

X IO-»

1, 1 X IO-'

0,04 86

0 . 0264

10,8 X IO-*

2,8

X I0-»

3,8 X 10-»

i5,i

0,0445

0,0271

8,5xio-«

2,2

X IO-'

3,9 X 10-*

Tablk\u III. — Oxygène — produit par électrolyse d'une solution

de potasse caustique.

W — (V

W-w

»,•

«i-

/ij.

P-

pi»

0,0188

o,oo35

21 X 10-*

3,1 X 10»

6,8 X lu-»

0,0217

o,oo35

23 X IO-«

4,1 X 10-'

6,1 X 10-»

•4,5

24,5

0,023o

0,0081

20 X I0-*

2,86 X 10-'

7,0 X 10-'

11,5

12,5

22,5

0 , 0206

1 ,oo;6

17 X io-«

2,5l X IO-»

6,8x10-»

Le Tableau 1 donne les résultats obtenus avec Toxygène positif.
Dans chaque expérience un courant de i4 ampères était employé, et
le courant gazeux traversait F pendant 20 minutes.

Le Tableau II donne de semblables résultats pour l'hydrogène
chargé négativement.

Le Tableau III a trait à l'oxygène négatif provenant de Télectrolyse
d'une solution de potasse caustique, le courant gazeux traversant F
pendant i5 minutes dans chaque expérience.

Les expériences ont été elfectuées avec des dillérences de densité
d'électrisation p très accentuées, afin de trouver la façon dont le nuage

variait avec Félectrisation; le rapport de — — — est donné par la

dernière colonne pour chaque expérience. Les variations de p étaient
obtenues en faisant varier la température du voltamètre d'où le gaz se
dégageait quand Télectrolyte est Tacide sulfurique dilué, ou une solu-

9o8 J.-S. TOWNSEND.

lion de potasse caustique; la charge du gaz libéré par un couraat
donné augmente lorsque la température de Félectrolyte est élevée.

4. Les nombres des Tableaux montrent, dans tous les cas, la pro-
portionnalité du poids du nuage à la charge, et qu'entre o" et î4"C.
cette proportionnalité ne varie pas avec la température de Teau qui
forme le nuage. Dans le cas de l'oxygène négatif, la relation n'est pas
aussi exacte que pour les autres gaz; la seule différence chimique
constatée était que le premier présentait un caractère alcalin et le
second un caractère faiblement acide. Comme la vapeur s'élevant d'une
solution de potasse caustique chaude ne change pas en bleu le tourne-
sol rouge, l'alcalinité du gaz doit être due à des petites particules Je
potasse caustique entraînées de l'électrolyte par le gaz, et qui lui
donnent un caractère alcalin même après avoir barboté à travers l'acide
sulfurique ; ceci pourrait, d'ailleurs, être recherché à toute température
du voltamètre, en faisant traverser à l'oxygène ou à l'hydrogène un
tube rempli de tournesol rouge.

L'oxygène préparé par électrolyse de la potasse caustique n'a pas
de charge appréciable jusqu'à ce que la température du voltamètre
soit d'environ 20" C, et le nuage commence à apparaître en même
temps que la charge du gaz, de façon que la présence de l'humidité
alcaline peut avoir seulement un effet très faible, aucun nuage n'étant
observé dans l'oxygène venant du voltamètre à une température de
io"C., quoique la présence de potasse caustique dans l'humidité qui
charge le gaz peut être facilement mise en évidence.

o. Les expériences suivantes, très simples, montrent comment
sont reliées d'une façon intime l'une avec l'autre la charge du gaz et
la formation du nuage :

L'appareil employé est représenté {Jig* 2). L'oxygène mis en
liberté par un courant de 10 ampères, traversant un voltamètre rempli
de potasse caustique de densité i,3, barbotait dans une solution
d'iodure de potassium contenue dans le flacon A, pour enlever toute
trace d'ozone. Avant d'entrer dans l'inducteur I, le gaz traversait une
couche d'eau B; I était relié aux quadrants d'un électromètre de façon
à ce que la déviation lue sur l'échelle de cet appareil mesurât la
charge du gaz. Comme le gaz, avant d'entrer en I, ne traversait aucun
tampon de coton de verre, une quantité aussi grande que possible
d'humidité était entraînée du voltamètre.

Le voltamètre était à basse température (11**) pour commencer, et

SUR LES PROPRIETES ELBCTRIQtES DES GAZ RECEMMENT PREPARES.

909

un courant de 10 ampères y était lancé, qui graduellement chauiTait
rélectrolyte. Durant les premières 9 minutes que le courant passait
et que le gaz entrait dans l'inducteur, on n'observait aucune électri-
salion et aucun nuage ne se voyait au-dessus de l'eau en B; pendant
ces 9 minutes la température s'élevait de 1 1" à 18**. Pendant les
5 minutes suivantes, avait lieu une déviation de neuf divisions dans
le sens négatif, la température du voltamètre s'était élevée à 21", 5.
A une température comprise entre 22" et aS" un nuage fin commençait
à se montrer au-dessus de l'eau en B, et l'on observait sur l'échelle
(le Télectromètre une déviation de quatre divisions par minute, de

Fig. a.

^orte qu'une faible électrisation d'environ 2 x 10"* unités électrosta-
tiques est nécessaire avant que le nuage devienne distinctement visible.
(^)uand le courant continue à passer, que le voltamètre devient plus
chaud, Téleclrisation du gaz augmente et le nuage devient plus dense.

6. Afin de montrer que le nuage disparait quand la charge du gaz
est enlevée, la température du voltamètre était élevée à 48", et, à
laide du même appareil que celui employé pour les dernières expé-
riences, les trois résultats suivants ont été obtenus :

a. Quand le gaz passe du voltamètre à l'inducteur sans filtrer à
travers du coton de verre, un nuage dense est observé dans B au-
dessus de Teau, et une déviation de vingt-neuf divisions par minute
>e produit dans le sens négatif quand le gaz entre dans 1.

b. Le tube reliant A à B est enlevé et un tube contenant du coton
de verre y est substitué. Avec le même courant traversant le volta-
mètre, un léger nuage a été vu au-dessus de l'eau en B, et la dévia-
tion réduite à six divisions par minute. L'électrisation du gaz a été
réduite ainsi d'un cinquième de sa valeur primitive en passant à

9IO J.-8. TOWNSEND.

travers 15*^" de coton de verre. Celte longueur de coton de verre n'a
pu laisser passer qu'une faible proportion de particules alcalines
{voir Section 4); mais le nuage était distinctement visible.

c. Le tube contenant le coton de verre était chauffé avec un bec
Bunsen et son pouvoir de décharge était considérablement accru, ce
qui était mis en évidence par le fait que la déviation n'était plus
que de deux divisions par minute et qu'aucun nuage ne se voyait au-
dessus de Teau en B. Il est ainsi évident que la formation du nuage
et la présence de la charge sont des phénomènes qui s'accompagnent
l'un l'autre.

7. Les nuages formés sont à peine différents en apparence et, pour
des électrisations égales, ceux formés dans l'oxygène sont plus blancs
que ceux formés dans l'hydrogène; il faut aussi signaler une difl'é-
rence entre les nuages formés dans l'oxygène positif ou négatif, celui
formé dans le second étant plus blanc. Ceci montrerait que dan^
l'oxygène négatif les gouttes sont plus grandes que dans l'oxygène
positif et, dans les deux cas, plus grosses que dans l'hydrogène. Lne
valeur très approchée du rayon de la goutte peut s'obtenir en obser-
vant la vitesse avec laquelle le nuage tombe dans le récipient. La
vitesse de la goutte dans le gaz s'obtenait en prenant deux photogra-
phies du nuage à des moments séparés de quelques minutes. La
figure 3 représente deux photographies prises d'un nuage formé par
de l'oxygène préparé par électrolyse d'une solution d'acide sulfurique
qui a barboté dans de l'eau. Entre les deux photographies, 3 minutes
se sont écoulées, et l'échelle montre que pendant ce temps le nuage
«st tombé entre 9™" et 10'""'. Des expériences semblables ont été
faites avec les autres gaz, mais dans le cas de l'hydrogène la limite
du nuage n'était jamais aussi distincte que dans l'oxygène.

Les dimensions des gouttes ont été obtenues à l'aide de la formule

6ir;jLaV = \ Tza^ g (L4mb, Motion of fluids^ p. 2-29).

Ceci donne pour le rayon de la goutte dans l'oxygène positif
6,8 X io~', la vitesse de chute étant 10™"' en 3 minutes, et le rayon
de la goutte dans l'oxygène négatif 7^9 x io~*, la vitesse de chute
^lant de 18™*" en 4 minutes.

Nous connaissons le poids de chaque goutte, et, divisant par ce
nombre le poids du nuage correspondant, nous avons le nombre de
gouttes par centimètre cube. En divisant par le nombre de gouttes
la charge par centimètre cube, on obtient la charge portée par
'Chaque goutte.

ÉLErTHiglihS 0KB GAZ RErEUHEFiT PREPARES. gil

La charge portée par le véhicule positif était ainsi trouvée égale à
3,4 X iO~"* et celle portée par le négatif a.g X io~'». En tenant
compte des erreurs eipériiiienlales, ces deux charges peuvent

Fis. 3.

être considérées égales et ayant approiimativenient comme valeur
3 X 10 "'". La charge portée par l'hvdrogéne a été trouvée n'être qu'un
liersou les deux tiers de cette valeur, mais elle n'a pu être mesurée avec
beaucoup de précision, étant donnée la difficulté de déterminer le dia-
mèire de la goutte. Pour le cas présent, on prendra pour cette
chaîne - X lo"'*.

Tit«su dn Tshicolo sonmis à une force électromotrice.

8. On a montré que le rayon de la goutte formant le nuage est de
8x lo"' dans le cas de l'oxygène chargé négalivement, de telle façon
que son poids est de 2 X io~" grammes, et que, lorsqu'il est soumis
à l'inRuence de la pesanteur, il tombe avec une vitesse de rS""" eu
i secondes, La force qui agitsur la goutte est pratiquement a x lo',
de façon qu'il faudrait, pour produire une vitesse équivalente, une

force électrique de ^^ï unités absolues, c'est-à-dire 3ooo volts

par centimètre. Quand le gaz a harhoté à travers l'acide sulfurique.
le rayon du véhicule est tellement réduit qu'il est facile de voir l'etl'et
de mutuelle répulsion des particules portant la charge.

912 J.-S. TOWNSENU.

9. La méthode suivante est générale pour la recherche du mouve-
ment d'un gaz dans un récipient de forme quelconque, la distribu-
tion étant uniforme. Si p est la densité d'électrisation en un point
quelconque du gaz, si «, v et w sont les vitesses des véhicules le long
des axes des x^y et z, l'équation de continuité est

I ôp du dv dw

p 8< djr dy dz ~ '^

la notation étant la même que celle employée par l^amb dans son

ouvrage Moiuemenl des fluides. Si ^ est le potentiel électrique,

/T<i> d^ d^
— -j-i — -j- » ji sont les forces qui agissent sur les véhicules

chargés, et leurs vitesses «/, i^ et w sont données par les équations

, é/4> , é/4> - d^

dx dy dz

où e est la charge du véhicule et k une constante qui doit être déter-
minée expérimentalement. Substituant ces valeurs pour w, ç et «'dans
Téquation de continuité, nous avons

- V-, — cA** =o.

p tt

mais comme A^<ï> = — 4''^?

k 8o

— :r- = ^TZe.

En intégrant nous avons

(2) p =

I -T- i

OÙ p,i est la densité initiale, uniforme à travers l'espace considéré.

L'équation (2) montre que le mouvement a lieu de telle façon que
la densité p est une fonction du temps seul, et ne varie pas en diffé-
rents points du gaz; par suite, aucune variation n'a lieu dans la

pression du gaz chargé, et les termes ^ » -7^ » ^ dont il faut tenir

compte quand on considère le mouvement des gaz, peuvent être sup-
primés dans les équations (1). puisque y> ne varie pas d'un point à un
autre.

Quand le gaz est dans un récipient clos, la répulsion mutuelle des
véhicules de l'électricité les amène aux parois contre lesquelles ils

SCR LES PROPBIÉTBS ÉLECTRIQUES IlES GAZ RÉCEMMENT PRÉPARÉS. Ql^

peuvent se décharger ou contre lesquelles ils restent si près qu'ils ne
peuvent en être chassés par le courant gazeux. L'équation (2) donne
lîi densité du gaz chargé restant dans le récipient, et, si ce dernier est
ronslitué par un conducteur isolé relié à une paire de quadrants
«l'un électromètre, la déviation de Taiguille sera proportionnelle à p
ijuand le gaz chargé sera chassé du récipient.

10. Afin de chercher expérimentalement avec quelle vitesse le gaz
perd sa charge contre les parois d'un inducteur ou, en d'autres termes,
afin de trouver comment varie la densité p avec le temps, un cjlindre
<le métal c {fig. 4) long de 30*^", 2 et de i*^",6 de diamètre a été em-

Fig. 4.

^,.

ployé, les deux extrémités du cylindre étant fixées dans les blocs de
paraffine P| et P2 ^-^ même temps que les tubes de verre T| et Tj. Le
lube T| qui servait à remplir le cylindre avait plusieurs couches de
loile métallique de cuivre fine au travers de l'extrémité large, qui
tendait à distribuer le gaz uniformément. Tout l'appareil était contenu
dans un écran, les extrémités A et B des tubes conduisant au cylindre
^e projetant en dehors de l'écran ; de cette façon le gaz chargé pou-
vait être introduit dans l'appareil sans déplacer un assemblage de
tubes à l'intérieur de l'écran; de sorte que la déviation lue sur
1 échelle de l'électromètre, quand c était relié aux quadrants isolés^
S. P. 58

9l4 J--S. TOWNSEND.

était seulement due à Fenlèvement de la charge à l'intérieur de c.
Tout effet dû à la gravitation sur le mouvement des véhicules >ers
les parois du tube était supprimé en plaçant le tube verticalement.

H. Les gaz examinés étaient l'oxygène et l'hydrogène dégagés par
l'électrolyse d'une solution d'acide sulfurique dilué. Le voltamètre
était porté à une température d'environ 20" au-dessus de celle de la
salle, il pouvait être maintenu ù cette température en faisant passer
le courant. Au moyen d'un ampèremètre et d'une résistance variable
dans le circuit, le courant pouvait être maintenu constant.

On possède de cette façon une méthode permettant de remplir le
cylindre plusieurs fois d'un gaz ayant une électrisation constante par
centimètre cube; quand on remplit le cylindre d'hydrogène il vaut
mieux amener le gaz par le haut et, quand on fait cette opération
avec l'oxygène, amener le gaz par le bas, afin de chasser l'air dans le
moins de temps possible, car il vaut mieux ne pas faire passer le cou-
rant plus de 5 minutes chaque fois, quand un certain nombre d'opé-
rations réclamant la même électrisation doivent être faites.

Les gaz barbotaient d'abord dans de l'iodure de potassium, puis
dans de l'acide sulfurique concentré de façon à entrer dans D parfai-
tement secs. Le cylindre et le tube qui lui étaient reliés étaient séchés
en les chauffant avec un bec Bunsen et en les faisant traverser par de
l'air sec. Cette précaution est absolument nécessaire, car il faut une
très faible quantité d'humidité pour former un nuage, ce qui entra-
verait la marche des véhicules.

12. Une série d'expériences du genre suivant ont été faites. Le
cylindre était relié à une paire de quadrants d'un électromètre, celle
dernière était mise au sol pendant que le cylindre était rempli et iso-
lée avant qu'on ne chassât le gaz afin de faire les lectures dans la
même parlie de l'échelle. Le tube A fermé, D relié au tube d'arri\ée
du laveur à acide sulfurique, un courant de i4 ampères était lancé
dans le voltamètre. 11 fallait seulement 5 minutes pour remplir c com-
plètement avec le gaz chargé, le circuit était alors ouvert et B fermé,
en même temps un chronomètre était mis en mouvement. Après
t minutes les extrémités A et B étaient ouvertes, et de l'air sec non
électrisé envoyé dans c pour expulser le gaz chargé; on observait alors
une déviation de n divisions sur l'échelle de l'électromètre, cette dé-
viation était proportionnelle à p, p étant la densité d'électrisalion
après que le gaz a séjourné un temps t du gaz dans le cylindre.

SUR LES PROPRIETKS ELECTRIQUES DES GAZ RECEMMENT PREPARES.

9»5

Les Tableaux IV et V donnent ainsi les nombres n et /, le premier
pour l'hydrogène chargé, le second pour Toxygc^nc également chargé.
On peut se rendre compte que ces nombres sont presque exacte-
ment les mêmes que ceux donnés par la formule

n =

si nous posons /ïo=32 et 6 = o,oo4'^ dans le cas de l'hydrogt'ne el
/î,= 4{) et 8=^o,oo'>-55 dans le cas de l'oxygène. Les nombres cal-
culés par celte formule sont ceux donnés par les Tableaux VI et VII,
ce qui montre c|ue

P =

i-hO/

Nous avons ainsi de l'équation (2)

e = ll^.

Tableau IV

25,5. . .

20,5. . .

17,5...

. 3

i5,5. . .

► 4

. 5

Tableau V.

Tableau VI.

Tableau VII.

49...
37,5.

29,5.

24)^*
22. . .

O
'2

6
8

32....

25 , 4 • .
21 ,1 . .
18....

I >

■ 4

t,
o
1

•^7,5...

3o,3. . .

•^%/ ■ J • • •

o
2

s à l'action d'une force

13. La vitesse du véhicule chargé sou mi
'électrique peut s'obtenir à l'aide de ces nombres. L'étalonnage de
léleclromètre montre qu'une division correspondait à o,oo3^ unité
électrostatique de quantité, de façon que

32 X o,oo37 , ,,, • .

Po= -, — TTTi T, = 2 X 10-3 pour 1 hydrogène

^ ir X ( u , 8 )- X io , 2 ^ ^ ^

po =

49 X o,oo37

7: X (o,8)*x 3o,2

- = 3 X 10-* pour l'oxygène.

Si k^ et ^H sont les valeurs de k et de c pour l'hydrogène, A*o et 6',,
<^clles pour l'oxygène, nous aurons

— 7- — =0,0043 avec po=2Xio

-3

4 irpo^

— ~ — = 0,00255 avec po= 3 x io~',

9i6

J.-S.

TOWXSKND.

cron Ton lire

et ^
eo

I J.

De rcqiialion A'V = Fe, semblable à Téquation (i) (§9), V étant

la vilcsse due au champ électrique F, nous avons pour le dépla-

p
cément du véhicule chargé dans l'hydrogène V = 7-^ et pour celui

de l'oxygène \= — r* Par suite, sous une force électromotrice de

I volt par cenlimètre, le véhicule de Thydrogène se déplace a\ecune

\ilesse de z :r-r centimètre par seconde et le véhicule de roïvgènr

3oo X D,6 ' '^

à la vitesse de - — x -r centimètre par seconde. Ces résultats ne né-

cessitent pas la connaissance de e.

Les conclusions auxquelles nous arrivons par les recherches ci-
dessus reposent sur Thypothèse que dans chaque cas nous opérons
avec un gaz contenant des véhicules tous chargés du même signe
positif ou négatif. Des expériences sur la conductibilité ont été eié-
cutées afin de vérifier ce point, et le résultat a été qu'en réalité nous
opércms avec des mélanges. Ainsi, dans le cas de l'hydrogène ou de
l'oxygène préparés par électrolysc d'une solution d'acide sulfurique,
ayant une charge positive égale à 3 e, il est possible d'obtenir une
charge positive de 4^' et une charge négative de e. Si nous supposons
le [)ositif et le négatif agissant séparément, la charge portée par IcM'hi-
cule de Toxygène sera de 5 x io~'® au lieu de 3 x 1 o"**^, et les vitesses
dans un champ de i volt par centimètre seraient plus petites dans le
rapport de 3 à /\ que celles données ci-dessus.

Nous pouvons obtenir une valeur approximative de la dimension
du véhicule si nous supposons que la viscosité d'un gaz modifie le
mouvement d'une petite sphère et d'une grande suivant la même loi,
i\TZ'j.a\ = P (Lamb,, loc. cit.): substituant

V = » U = lO"*

3oo X 5,6 '

pour l'hydrogène et

V = — !— X - lo-ïo— - lo-*^
3oo 2 'À

nous obtenons pour le rayon a du véhicule d'hydrogène 4?^ X '^ ''
Une substitution semblable donne pour le véhicule d'oxy^^^ène

SUR LES PROPRIKTES ELECTRIQUES DES GAZ RECEMMENT PREPARES. 917

12 X 10"^. Ainsi les véhicules sont de grandes dimensions comparées

aux dimensions moléculaires.
Les vitesses des véhicules, dans le cas de la conductibilité produite

par les rajons de Rontgen, sont bien plus considérables que les pré-
cédentes. Ainsi, pour l'hydrogène et l'oxygène, M. Rutherford ii
oblenii des vitesses de 5,2 et de 1,2 centimètre par seconde dans un
champ de i volt par centimètre {PhiL Mag,y novembre 189^). En
supposant que les charges portées par les véhicules sont du même
ordre que celles obtenues au paragraphe 7, nous voyons que les dimen-
sions (les véhicules sont plus faibles que celles dont nous parlons ici.

PouYoir de décharge des tubes.

U, 13, IG, 17, 18. L'auteur, précédemment, a montré que, si un j;a/. possc-
(ianl une charge uniforme po par centimètre cube était laissé pendant un
temps t dans un tube, la densité de Tclectrisation tombait à une valeur p

donnée par p = où a est une constante. Quand le gaz est produit

I -f- apo ^

par électrolyse, on connaît le volume q de gaz. entrant par seconde dans Tappa-

eil et M Y est le volume du tube t = — > par conséquent = —^ — >

Ç ? U

î T f

l'où l'on peut tirer a; la valeur de celte constante est plus grande que '
rouvre précédemment. En faisant passer le gaz à sa sortie du tube dans nn

Pn ^^ 0

nductcur isolé, ~ ^- est le rapport de la charge gagnée par le tube en 1 mi-

P
îuie à la charge gagnée par minute par l'inducteur. L'auteur a détermine la

valeur de ^-- pour l'hydrogène et l'oxygène dégagés par électrolyse d'une

solution d'acide sulfurique, '-^ est proportionnel aux densités d'électri-

P
-î»lion. La valeur de ce rapport augmente quand le courant qui passe dans

I électrolyie diminue, montrant qu'il dépend de la vitesse à laquelle le gaz est

fourni au tube. D'autre part, plus le diamètre du tube est petit, plus petite

PSI la perte de la charge.

l-a (li'pcndance de — ^ à po ^îî>t importante, car, en partant de la formule

^? 4-^ _ poV . , . «. , I. '. I'

— — ; — X • j on peut voir que lorsqu on chauue le voltameire I ac-

P A- 7 ' 1 T

■''^^issenient de charge est du à l'accroissement du nombre de véhicules et mm

' Celui de la charge des véhicules. Car dans ce dernier cas — serait pro-

^^Mionnel au carré d.^ po. W était presque impossible de faire passi^r un gaz <'e
*çon que le pouvoir de décharge fût aussi petit que lu valeur théorique cal-
''iléecn parlant des nombres donnés piiur /%• (§ 1.1). Des causes comme une dif-

9» 8 J.-S. TOWXSEXD.

ft^rence faible de température entre le gaz et la paroi donDant naissance à des
courants dans le gaz augmentent considérablement le pouvoir de décharge,
mais produisent ici un eflfet relativement petit quand le gaz est au repo> dans
le tube. La vites«e du véhicule vers les parois du tube, vitesse due à une force
électromotrice, sera ainsi trop forte lorsqu'elle sera calculée par la formule

?o— ? _ 47^ ^ ?oV ^
0 A' a

Causes inflaençant le pouvoir de décharge.

iiX 'HK 21. En remplaçant l'acide sulfurîquc du barboteur par de Teau, le
pouvoir de décharge du tube est différent si le tube est vertical ou horizontal,
ce qui est dû à l'iiclion de la gravitation sur les gouttes formant lenuase; la
charge réside donc bien sur les gouttes. Cette modification du pouvoir de
décharge se fait même sentir avec les gaz desséchés comme précédemment En
plaçant à la suite du barboteur à acide sulfurique un tube contenant de l'an-
ii\dride phosphorique, long de 8*™ avec des tampons de coton de verre à chaque
extrémité, on ne perd pas plus de la moitié de la charge portée par le gaz
ï/hydrogène ainsi desséché perd plus de sa charge en passant dan« le tube c
que s'il avait été desséché sur l'acide sulfurique seul, mais le fait de placer le
Uibe c verticalement ou horizontalement n'a aucun effet. I^ pouvoir de dé-
charge d'un tube vertical est diminué si le gaz est humide, la perte de charge
<lu gaz en passant dans un tube vertical est ducaux irrégularités du mouve-
ment du gaz et au contact accidentel du nuage avec les côtés.

Diffusion.

22, 23. Lorsqu'on fait traverser un récipient en terre poreuse à de l'hydpv
gène portant une charge, on constate qu'après avoir traversé le récipient h
gaz n'a conservé qu'une faible partie de sa charge; l'auteur a ensuite vcriw'
que les véhicules de rélectricilé dans l'hydrogène chargé peuvent être Iran?
(érés à un autre gaz par diffusion.

Expériences avec l'acide chlorhydriqne .

24, 25, 26, 27, 28, 29, 30, 31, 32. Dans le cas des gaz produits par êlecH
lyse, certaines causes influencent à la fois le signe et la quantité d'électrî^
transportée; l'auteur a étudié ces causes en examinant les gaz produits ]
Télectrolyse d'une solution à 20 pour 100 d'acide chlorhydrique. Avec *
électrodes en charbon, on remarque que l'hyiliogène possède une charge |^^
tive qui diminue graduellement pour devenir négative.

Le chlore a été trouvé possr*der une «'Iiarge négative ne changeant pa?
signe comme pour rhydrogènc.

Si les éleclrodes en charbon sont remplacées par des électrodes en plai»''

SUR LES PROPRIETKS ELECTRIQUES DES GAZ RECEMMENT PREPARES. 919

n ne remarque pas de changement de signe pour riiydrogène, mais le chlore
evieat positif au bout d'un certain temps.

Il est probable qu'en ce qui concerne l'hydrogène provenant d'un volta-
ictre à électrodes de charbon le changement de signe peut s'expliquer par le
it qu'il s'est formé à l'électrode négative une petite quantité d'acide chlor-
vdrique due à l'action de l'hydrogène naissant sur le chlore et que, de plus,
uome d'hydrogène positif est plus actif à former un composé avec le chlore
je le négatif.

M. Townsend a vérifié également que l'hydrogène dégagé de l'électrolyse
: l'acide chlorhydrique, dans un voltamètre à électrodes de platine, formait un
ouillard de la même façon que l'hydrogène préparé par électrolyse d'une
lution d'acide sulfurique.

LA DIFFUSION DES IONS DANS LES GAZ,

Par Jonx-S. TOWNSEND.
Traduit de TangUis par H. BÉNARD.

Phil. Trans. of the Boyal Society, t. CXCIII, A, 1900, p. 129-158.

Introduction.

Plusieurs résultais inléressanls en relation avec la Physique iiiolé-
culaire peuvent s'obtenir à l'aide des coefficients de diffusion de>
ions dans les gaz. Les déterminations de ces coefficients nous per-
mettent de trouver le nombre de molécules contenues dans un
volume donné d'un gaz, et de comparer la charge portée par un ion
dans un gaz conducteur à la charge d'un atome d'hydrogène dans un
électrolyte. Dans ce mémoire, on a appliqué les principes sur les-
quels repose la théorie de la diffusion mutuelle des gaz à la dilbision
des ions produits dans un gaz par l'action des rayons de Riintgeii.

Pour simplifier, considérons d'abord la théorie générale de la con-
ductibilité des gaz. J.-J. Thomson a montré que tous les phénomènes
peuvent s'expliquer en supposant que h's rayons produisent dans le
gaz (les ions qui, en se déplaçant sous l'action d'une force électrique,
donnent naissance à la conductibilité observée, (^uand le gaz a été
soustrait à rinllurnce des rayons, la conductibilité diminue graduel-
lement, et la dis|)arilion des ions peut être due à trois causes, donl
l'une quelconque |)eut d'ailleurs être prédominante.

1° S'il y a une force électrique, les ions se déplacent à travers le
-gaz le long des lignes de force et sont déchargés quand ils allcijjneni
les extrémités de celles-ci.

'^° La recombinaison détruit la conductibilité : les ions positifs
•et les ions négatifs, en se déplaçant dans le gaz, viennent en conla»!
et se neutralisent ainsi mutuellement.

3'* Les ions se diffusent et viennent au contact des parois du va^e
qui contient le gaz; c'est ce que nous appellerons V effet des parois-

LA DIFFUSION DES IONS DANS LRS GAZ. 921

Comme la recombinaison, cet effet se produit en l'absence de toute
force électrique et est dû au mouvement d'agitation des ions.

A(in d'illustrer d'une façon simple les principes qu'impliquent les
eipériences décrites dans ce mémoire, supposons qu'un gaz renfermé
ilans une sphère métallique ait été rendu conducteur par l'action des
ravons de Runtgen. Considérons ce qui se passe quand le gaz a été
soustrait à l'action des rayons, en faisant abstraction pour le moment
de l'effet de recombinaison. On peut considérer les ions comme
constituant un gaz séparé, les molécules de ce gaz pouvant être soit
plus grosses, soit plus petites que celles du gaz dans lequel elles sont
plongées. Quand un ion vient au contact de la surface de la sphère,
11 perd sa charge, de sorte qu'on peut regarder le métal comme un
corps absorbant complètement les ions. La diminution de la conduc-
tibilité produite par la diffusion des ions vers les parois est exacte-
ment analogue à l'enlèvement de l'humidité d'un gaz qu'on force à
traverser de l'acide sulfurique bulle à bulle. Plus la vapeur d'eau se
didiise rapidement à travers le gaz, plus grand sera le nombre des
molécules d'eau qui viendront au contact de l'acide entourant la
bulle. Si l'on détermine expérimentalement la quantité d'humidité
enlevée, on pourra en déduire le coefficient de diffusion de la vapeur
dVau dans le gaz(*). Il serait impraticable d'employer cette méthode
pour déterminer le coefficient de diffusion des ions dans un gaz ren-
fermé dans un grand récipient, car, dans ce cas, la perte de conducti-
bilité due aux parois serait faible en comparaison de celle qui serait
(lue à la recombinaison.

La méthode adoptée consiste à faire passer un courant uniforme
(le gaz dans un tube métallique fin, et à faire tomber les rayons sur
le gaz immédiatement avant son entrée dans le tube. Le diamètre du
liibe peut être déterminé de façon que le nombre des ions cjui
viennent au contact des parois soit grand en comparaison du nombre
tie ceux qui se recombinent.

11 est (!ommode d'employer un tube d'une longueur telle que la
conductibilité soit réduite à environ la moitié de sa valeur initiale.

Pour obtemr le coefficient de diffusion, quand on connaît la perle
relative de conductibilité, le problème suivant se présente : si une
petite quantité d'un gaz A est mélangée à un autre gaz B, et que le
mélange ait circulé dans un tube dont les parois absorbent complè-
tement A, trouver quelle quantité de A sort du tube avec B.

(') JOHN-S. TOWNSKND, PIlU. Mog.y t. \LV, 1898.

<)?/?. J.-S. TOWXSEND.

On \erra immédiatement que, si les gaz se diffusent rapidement l'un
dans Taiilre, une grande partie des molécules du gaz A viendront au
contact de la paroi du tube et y seront absorbi^es. Si, d'un autre rùir,
la vitesse de diffusion mutuelle est très faible, les molécules dv \
parcourront le tube suivant des lignes droites parallèles à son axe et
il n'en viendra qu'un nombre négligeable au contact de la paroi.

La solution complète de ce problème, en tenant compte de h
vitesse aux dilTérents points d'un rajon du tube, est donnée dans la
première Partie. Les résultats des expériences et les conclusions aiii-
quelles elles conduisent font l'objet de la seconde Partie.

PREMIERK PARTIE.

THÉORIE MATIIÉMATIQUR DE LA DIFFUSION.

1. Dans un gaz conducteur, nous avons à considérer deui
séries distinctes de corps ; lésions, qui sont chargés, et dont le mou-
vement sous l'action d'une force électromotrice constitue la conduc-
tion, et les molécules neutres, en nombre beaucoup plus grand que
les ions (l'ordre de grandeur du nombre des molécules est lo'- loi^
celui des ions). Nous regarderons pour le moment les ions comiin*
comprenant nombres égaux de particules chargées positivement et
de particules chargées négativement; on peut les considérer comme
constituant un gaz distinct A, le reste des molécules comme consti-
tuant un autre gaz B, et Tensemble un gaz conducteur. Quand le^
ions viennent au contact d'une surface métallique, ils lui cèdent leur
charge, ou restent au contact de la surface, de sorte que le métal sr
comporte comme un absorbant parfait pour les ions.

Dans un mémoire sur la théorie dynamique des gaz ( ' ), J.-C. Maxwell
a donné les équations générales du mouvement de deux gaz qui >e
diffusent l'un dans l'autre.

Ces équations sont de la forme

pi et pa désignant les densités des deux gaz; p^ et /?2 leurs pressions

(M P/iit. Trans., t. CLVII, 186G.

(') Voir L. BoLTZMANN, Leçons sur ta théorie des ffaz, Première Partie lic U
traduclion française, p. 186. {Note du traducteur.)

LA DIFFUSION DES IONS DANS LES GAZ. g^'i

^arlielles; W| et Wo leurs vitesses moyennes dans la direction de Taxe
des x; A* A une constante pour rcnsenihle des deux gaz, qui dépend
de la température; et X la force (|ui agit sur Tunité de masse.

Le premier et le dernier terme de l'écpiation ci-dessus peuvent
être négligés, car ils sont petits en comparaison des deux autres;
mais, s'il s'agit d'un gaz constitué par de petites parti(!ules chargées,
il faut introduire un nouveau terme quand il y a des forces élec-
triques qui agissent.

Aiusi, le terme piX, du aux forces de gravité, est égal, par
exemple, à ()8i x mi/ï|, en désignant [)ar //?, la masse d'une molé-
cule du premier gaz (/Wi est de Tordre de io~-'* gramme), et par /ii
le nombre des molécules de ce gaz par centimètre cube.

Pour évaluer -~ grossièrement, supposons les gaz contenus dans

un tube de o*^"*,i5 de rayon et />i = o à la surface. Dans ce cas,

-p- sera de Tordre de -^,> p\ dési};nant la valeur de Pt au centre.
dx o,i'j '^' ^ ^

Si ;i, T||, !^| désignent respectivement les vitesses moyennes d'agi-
tation moléculaire dans les directions des x, des y et des z^ on a

et l'on obtient

/''i '"t/''i;î

o , IJ o , IJ

àp\

Comme ?• est de Tordre de lo*. cette valeur de -^ est de Tordre

de :-!-, c'est-à-dire grande en comparaison de 981 x ni^n\^ qui

est de Tordre de i o~-*^ n\ .

Le premier terme m^n^-— est petit, compare a -^— > puisque la

résistance au mouvement est si considérable; l'accélération, dans les
^as qui nous occupent, est moindre (|ue celle d'un corps tombant
"^ous l'action de la gravité et, par suite, est d'un ordre beaucoup

plus faible que —•
' * ox

Si chacune des fit molécules du premier gaz porte une charge

Jlomique (().io~'® unité électrostatique), les forces entrant enjeu

courront être d'un ordre quelconque de grandeur, comparé à -—•

)ans un champ électrique de i volt par centimètre, la force agissant

ir n\ ions serait- — x () X io~*° x /j' = 2 X io~*-X /?'i qui est

9'?4 '--S- TOWNSEND.

grand comparé à la valeur ci-dessus trouvée pour -^ > savoir

En général, il faul six équations de la forme donnée par Maxwell:
mais quand, comme dans le cas présent, l'un des gaz existe en lir^
faihle quantité, le système se réduit à trois équations, et le mécanisnir
de la diflusion des ions peut être considéré comme aj^ant un effet nu'
sur les vitesses moyennes du gaz dans lequel ils se diffusent. Le
second gaz B n'a pratiquement aucun mouvement en circulant clan>
un tube, sauf le long de l'axe, que nous prenons comme axe des :.
La notation peut donc être simplifiée et, dans ce qui suit, nous dési-
gnerons par :

n le nombre des ions par cenlimètre cube;

p leur pression partielle :

e la charge d'un ion;

X, Y, Z les composantes de la force électrique en un point :

w, c, iv les composantes de la vitesse des ions;

W la >itesse du gaz B circulant dans le tube;

a le rayon du tube;

K le coefficient de diffusion de A dans B.

Les équations différentielles du mou>ement sont :

I Op

K '^ Or

i dp \

Quand l'étal permanent est atteint, p est constant par rapport an
temps en tous les points du tube, et Téquatlon de continuité de\ieni

r> . ô 0

-p peut être négligé dans la troisième équation, car c'est une quantil»'

petite en comparaison des autres termes : ainsi, dans la pratique-

— (- est de Tordre de -'7, W = lou et K = o,o3 ; de sorte que -^ ^'^^
p Oz -"' ' ' ^ ôz

seulement de l'ordre de ,„' . de t /AV.

LA DIFFUSION DES IONS DANS LKS GAZ. 925

Dans le cas actuel, on a '

\ étant la \itesse moyenne, définie par la condition que le volume
total de gaz B, qui tra\erse une section quelconque du tube pendant
le temps t, soit égal à Tza-Y t. Si Ton se borne au cas où les ions
posilifs et les ions négatifs sont en nombre égal, les forces X, ^ , Z
•^annulent, et Téquation à laquelle satisfait p devient

ou bien, en l'exprimant en coordonnées cylindriques,

^à^p dp i\ r- . . t)p

ôr^ Or «* K Oz

Nous de\ons trouver une solution de cette équation qui satisfasse
aux conditions suivantes :

p = p^^ quand 5 = 0, pour toutes les valeurs de /', puisque A est
di>lribué uniformément dans le gaz B, à l'entrée du tube.

p =z o quand r = a, pour toutes les valeurs de ;;, puisque A est
al>M)rbé en arrivant au contact des parois.

Posons

p = ^e «V ",

z étant une fonction de r, et 6- une constante à déterminer ultérieu-
rement.
En substituant à p cette >aleur dans l'équation (i), il vient

d^ o ào

dr> Or ^ ^^

On peut trouver une solution, M, développée en série.
Soient

trois termes consécutifs du développement de M suivant les puis-
sances de r.
La substitution dans (i;i) nous donne, en égalant à zéro le coefficient

de r^"^* ,

( /TU- 4 )» A„,^_4 -^ 0« a> A,„^., — 0» A;„ = o.

SiA;„^4r'"+* est le premier terme de M, (m -h 4)^ doit être nuK

'ijlS J.-S. TOW.NSEXD.

Par suite, le premier terme doit élre une constante que nous pren-
drons égale à i. Ainsi

eij par suite, B{, B^, Bj, . . . sont donnés par les équations

4Bi-H0«a« =o,

i6B,-+-eîa2Bt — 0« =o,
3GB3-hO*a2Bi— 0*B, = o,

2. Si l'équation (3) est mise sous la forme

»' — K:)'-n(s)'-^(;)

la relation entre trois coefficients consécutifs quelconques devient

et il est facile d'en déduire que la série trouvée pour M est conver-
gente .

En effet, supposons

et soit

Alors on a

S S

?/*< — el ?«-Hi<

'in ^ in

De même,

S S

En procédant de cette façon, nous voyons que

a ^ 1^

^"■^*"* ^n{n -r- 'A) {n ^ ^). . .{n -h :3Lm)'

d'où résulte que la série (3) est convergente.

3. L'équation (2) a une seconde solution indépendante N que
l'on peut trouver à l'aide de la solution o =: M, car la solution com-
plète est de la forme aM -1- ^N.

On verra, d'après ce qui suit, que la solution N devient infinie

LA DIFFUSION Dli:S IONS DANS LES GAZ. 927

i|uand /• s'annule; de sorte que l'on doit la négliger quand le gaz A,
comme c'est le cas, s'étend jusqu'au centre du tube.
En substituant à cp, dans l'équation (2),

on obtient

ou bien

N = M a,

m« . <^*w . ^M au _, du

Mr* -T-; -f- 'i.r^ -T-\ ^ '*M -— = o,

d/-* or dr or

i d^u 2 c^M I

-^— : -+- in —. 1 = 0

du dr' M dr r
57

dont rintégration donne

el, par suite,

rM*—- = c
dr

r dr

En développant -^^ en fractions partielles et en intégrant, on voit

que u contient un terme clogr, de sorte que N devient infini quand
r = o.

Donc, p ne peut contenir N dans son développement, el nous
obtenons

\\) p =2coMoc *^' ".

La condition aux limites jo = o, quand /' = a, exige que l'on choi-
sisse des valeurs de 9* annulant Mo quand r= a.

Si l'on remplace /• par a dans la fonction M, on obtient une fonc-
tion de 6^a* avec des coefficients numériques. Soient Xt^ Xa? ^^a? • • •
les valeurs de 6* a* qui satisfont à l'équation

M(r=a) = O,

et soient 6|, 62? 63, ... les valeurs correspondantes de 8. L'équation (4)
devient

4. Avant de procéder à la détermination des coefficients C|,
Ci, ..., il est nécessaire de démontrer quelques propriétés générales

928 J.-9. TOWXSKND.

de la solution de Téquation

/(x,j% z) étant une fonction quelconque de J?,.r, « (*)•

Soient o,i et »„' des solutions correspondant aux valeurs 6„ et &«• du

paramètre 6.

D'après le théorème de Green, on a

f / ,/ l?"'^?"'"" 9n'^?n]àx dy dz =jj{^^n '-^ — ?'^; j ^S.

Supposons que H„ et ft;,- soient des ^aleu^s de 6 annulant o„ et Zp-
sur la surface S qui limite l'espace auquel est étendue Tintégrale
triple précédente. Dans ces conditions, l'intégrale de surface s'annule
et Ton obtient, en substituant à As» et A(^«' leurs valeurs

(6a) W — K') f j j 9n<^n'f{T,y,z)dxdydz=.o,

d'où résulte que l'intégrale triple s'annule quand 6„ et 6,/ sont diflV-
rents l'un de l'autre.

Supposons que ©„' soit obtenu à l'aide de o,, en changeant 6J en
6jJ 4- ^6'^, le théorème de Green donne

de sorte que

((v.) Jff^lAx,y,z)dxdydz=JJp^'^ ^rfS.

Nous avons aussi

d'où l'on dcdiiil

(fie) nfJJ<>nAx,y, z) dx dy dz =_ /Y^rfS.

(') El A (notation française ordinaire au lieu de V') désignant

^ È^ EL.
dx"^ dy^ dz^

{Note du traducteur.)

LA DIFFUSION DES IONS DANS LES GAZ. gJtQ

o. Prenons pour f(x^y^z) la fonction a- — /•- et pour '^ une
fonction de la coordonnée cylindrique r.
L'équation

se réduit alors à

? Tr ("S) -<»■

r»)o = o,

de sorte que l'on peut remplacer o par M dans les trois équa-
tions (6rt), (db) et (T)^). Si les intégrales doubles sont étendues à la
surface du cylindre de rayon a, on obtient

«7a) / M«M«'(a«— /•*)r«^r = o,

De ces trois équations, on peut tirer les coefficients C|, c^, ....
Puisque /> = /7o, quand -3 = o, on a

/?o ^ C| Ml -+- Ci M j -i- . . . .

Multiplions cette identité par M,i(a'^ — r-)/'rfr, et intégrons de
r=z ok r = a^ nous obtenons

et, par suite,

0
cl

A rentrée du tube, la quantité du gaz A, par centimètre cube, est
proportionnelle à />o? de sorte que po^^a'^V est proportionnel à la
quantité du gaz A qui entre dans le tube par seconde (quantité déter-
minée par la valeur de la conductibilité quand A est constitué par
'les ions).

La quantité de A qui traverse par seconde une section située à la

ySo

J.-S. T0WXSE3C».

di^itance z de Torigine esl proporlionneik- »

uan-

/ «'-^«lu* iij valeur donnée par réquatlon * _ IL* r.mjMirî lî ciflaq
ne Cil ^vz \ traversant une section >ilo^ à Ai dh^umuf i;. àcellequi
-rain* ucL-- .*■ tuti«, est

4 /

r ■£,-..

-::ii ^*fnnf^*anf p p;»r ta % ri leur et en tea;*x.*. (îomptf df léqua-
(1 — . i .eat

_- •.l'-'ir*' le ^t idmiMble^ ^int leî» racine^ de Féquiilion

■—^LT-'-r- •inmr- lae étpiatiiia en h,

a ««-^ii -nniiirrpier ici «pi^f ri [♦? jpiz A. ^ Fenlrée du tube, éuil
r-^r-i :r- -. mvcTV la -pjftttiiia '«li'v.iat la loi /> = y (r . y désiirnaalune
■ LL». ': a nirîriiupie. lei- «: leriine^at^^ du développement de /y dans
•.•i^w-n ' -^raitîiit d**terniin;»f>Leî' ^u niuven de lidenlité

t ^f = •: n — ♦I.M*--

-, -ft — > . on v«>it tpie I •>n a

.'•.• V vl'l

1l->->*.

^ »

'^ ' -ZT^ I

Pir -;iii»-. lae rbactioa quelconque y peut être développée en une

•-*ti peuc \-'ir. l'^àilieurs. d'uprês les équations ((]„) et (f)^), queyi/)
peat étr^ Je\ei«>pptf^ en une >**rie de fonctions o^ o étant une solu-
tîrm d**

- — t r — \ —h*f{ r)z> = o,
r 'T jr

r:e4 \;ilenr- ije h étant rh«M">ies de façon à annuler 'jj sur la paroi du
cjlindre auquel s applique la distribution y.

LA DIFFUSION DES IONS DANS LES GAZ. 98 1

6. Avant de déterminer les racines de l'équation

M,.=a = o,

il esl utile d'établir les deux propositions suivantes :
j'* Tous les coefficients de

L C^O» Jr=a

dans le développement de R donné par (9), sont positifs et ont pour

somme j ;

2° Toutes les racines de l'équation

Mr=a = o
sont positives.

Quand 3 = o, on doit avoir R = i , de sorte que

àMn

\^ ' I ^'^ I — '

L 06Î Jr=a

On a aussi, par suite de (7*),

\ àr )

(?)■

dMi

r=^a

Cette dernière expression est essentiellement positive, puisque r
esl<a; donc, dans la série (9), aucun des coefficients ne peut être
plus ^rand que { diminué de la somme des coefficients précédents.

La seconde proposition se démontre facilement par une méthode
géométrique qui montre que, si 6'* est négatif, M^-» est une quantité
positive plus grande que l'unité.

Les premiers termes de M sont

M = I 7-r»-f- -r (Ô«H 7- )r^-+-

4 16 \ 4 /

Supposons 6^<;o, et traçons une courbe en prenant r pour ab-
scisse j: et M pour ordonnée y.

9^2

J.-S. TOWNSEND.

^1 X = o : jK = I î ^ == o et ^-^ > o ; par suite, la courbe coupe

l'axe des y à l'unité de distance de l'origine, la tangente à la courbe
en ce point est parallèle à Taxe des x, et, quand x croît, la conveiilê
est tournée vers l'axe des x.

De l'équation difl'érentielle de la courbe,

ar»-T-^ -^ oc-f- =— 0*(a>— ir*)a:'*^',

dx^

on peut facilement déduire qualitativement la forme que prend la
courbe quand r croît de o à a.

On a vu que, au début, quand x est petit, Xt -^ ^^ j V ^^^^^^^
quantités positives. Supposons que ~- puisse être négatif pour des va-
leurs de r inférieures à a, la courbe prenant la forme de la ligne poin-
tillée de la figure i; ^> d'abord positif, puis négatif, doit s'annuler
dans l'intervalle pour une valeur x^=. b.

Fig. I.

L'équation différentielle donnerait alors

dx^

= -.9t(aî_^,î)6îY.

Par suite, -%— 7 est > o; par suite, en se déplaçant le long de Taiedes

x dans la direction des x positifs, la rourbe recommence à tourner sa
convexité vers l'axe des a*, de sorte que j)' va en croissant : ceci nionlri'

que -j- ne peut être négatif pour aucune valeur de x comprise entre

o et a. Par suite, la courbe doit avoir une forme analogue à celle de

LA DIFFUSION DES IONS DANS LKS GAZ. qSS

la courbe tracée en traits continus, la valeur de y pour x=: a étant
plus grande que la valeur Ae y k Toriglnc. Donc, la fonction Mr=« ne
peut s'annuler pour aucune valeur négative de Ô'-*.

7. Si l'on fait r = a dans M| , l'expression devient une fonction
deOV/^ avec des coefficients numériques. Les deux plus petites ra-
cines de Téqualion Mr=rt= o sont ,

eîa^=7,3i3
et

0|a^= 44,56,

que l'on trouve en développant M suivant les puissances croissantes
de6^a*. Pour la détermination de ces racines, huit termes du déve-
loppement ont été trouvés; les racines plus grandes ne peuvent pas
être déterminées commodément par cette méthode; mais, pour le but
que nous nous proposons ici, il n'est pas nécessaire de les calculer,
car les termes qu'elles introduiraient dans R sont inférieurs aux er-
reurs d'expérience.
Les autres valeurs numériques nécessaires sont

ftr~î ( ~r~ ) =o,i3.;.i, rrî~7 "7~"J =o,o3o2,

'W suite,

i. f» ,/ o.ii'îi —- — Y^r o,o3o2 Tî^ \

\7,3i3 X 0,09-20 44, ^<5 X 0,07.79 /

Celte formule est valable pour les gaz en général quand le gaz ab-
ï^orljc existe en faible quantité. Cette restriction est nécessaire, car
'effet (le la gravité troublerait la distribution de pressions donnée par
'♦'qualion (8), en particulier quand les gaz A et B ont des densités
très différentes.

Nous conclurons donc de ce qui précède que : lorsque deux gaz A
't B sont mélangés et circulent dans un tube dont la paroi absorbe A,
e rapport de la quantité du gaz A qui sort du tube à celle qui y entre
st égal à

4\o, 1952e »"*v -HO, 0243c »«'v -+-...y,
désignant le rayon du tube; 5, sa longueur; K, le coefficient de dif-

934 J.-S. TOWNSEXD.

fusion mutuelle des deux gaz, et V, leur vitesse moyenne dans le
tube.

La vitesse est plus grande au centre qu'à la surface du tube, ce qui
a pour elïet d'accroître la quantité de A qui sort du tube avec B. On
peut le voir (*), en comparant la formule (lo) à la fonction

«»V fi rt«V

e " ' e

qui donne la valeur du rapport de la quantité du gaz A sortant du luhe
à celle qui y entre, dans l'hypothèse où les gaz auraient la même vitesse
en tous les points de la section.

Si un gaz contenant des Ions distribués uniformément possède une
conductibilité Ci, après avoir circulé dans un tube de longueur/,, et
une conductibilité Cj, après avoir circulé dans un tube de longueur /i-
Téquation (lo) montre que l'on a

7,3» K/t 44,5 K/t

C, _ 0,195e '^'V -|-0,024g '*''^

8. Quand l'ionisation est produite par les rayons de Rontgen,
rapport — peut être déterminé pour la plupart des gaz en prenant

/, = 10'''", /j =!«'", a — o^'^^x^ et V = 100*" par seconde cnvin

En posant

c, 7,3iK/i

~ =7 et '' ^-, =x,

on a déterminé les valeurs de y correspondant à une série de valcun'
de X et tracé la courbe représentant la relation entre x cl y. La figure 2
donne la partie de la courbe comprenant les valeurs trouvées expéri-
mentalement pour j^ (le rapport j- ayant la valeur 10 j, et Ton peut

en déduire immédiatement les valeurs de .,, ^ »

(•) John S. Townsknd, Phil. Mag., l. XLV, juin 1898.

LA DIFFUSION DES IONS DANS LES G\Z.

935

Après avoir rircuir dans un liibc loiij; de lo*^™, riiydrogône av«iit
ne conduclihililé lellement n'Mliiile qu'elle ne pouvait plus èlre déter-

"•«^^avee préeision. Il a donc fallu employer un autre appareil dans
'e| on avait

rig. 3.

07
0.6

0.4
0.3
0.2

•1

Col

tre Kei

orésen
' y quai

tant lai

7<ftf'4

relatioi
h-

5 0.

•lftï|,o

B 0

.9 t.

0 1

1 1.

2 1.

3 1,4

ourbe de la figure 3 se rapporte à ce cas (le rapport ,^ avant la

936

J -s. TOWXSEXD.

DELXFKMK PARTIE.

DKSCRIPTION DK l'aPPAREIL.

La fi«;;ure 4 rcprésenle Tappareil employé dans les expériences
faites avec Tair. 11 consislait en un tube de laiton A, ayant 5o'^"de
longueur et 3*''", 2 de diamètre, muni d'une fenêtre W que pou-
vaient traverser les rayons provenant d'un tube de Crookes, B. Un
second tube de laiton C, long de 17*^", s'adaplait hermétiquement au
premier et pouvait être placé dans toute position voulue. La lige F,
fixée àTéleclrode E, traversait le bouchon d'ébonile D qui l'isolail

Fi g. 4.

* »

du lube C. L'électrode, n'ayant pas d'autre support que D, pouvail
ainsi être placée dans n'importe quelle position à l'intérieur du tube A,
quand on faisait glisser le tube C. On avait soudé à rexlréiniu* du
tube C, en travers de sa section, une série de fds métalliques très fins
(diamètre, o™'",i), parallèles entre eux et à des intervalles de a""".
Nous verrons le but de ce réseau en parlant de la recombinaison.

Le gaz pénétrait dans l'appareil par le tube de verre G et, avant
d'atteindre l'électrode, circulait dans les tubes T|. Ces tubes étaient
soudés dans des trous percés dans deux disques de laiton a, 3;
ceux-ci s'adaptaient exactement à Tinlérieur du tube A, de sorte que
le gaz ne pouvait passer entre les disques et le tube. Les trous, au
nombre de douze, étaient situés sur un même cercle concentrique au
disque et équidistants. Deux de ces douze tubes parallèles, ayant 10'"

L\ niFPlSlON DHS IONS DANS LKS GAZ. 937

de longueur et o'"",3 de diamètre, sont visibles sur la figure. Grâce à
la symélrie de ce dispositif, on était sûr d'avoir des vitesses iden-
tiques dans chacun des petits tubes. Douze autres petits tubes, de
même diamètre, mais longs de i*^'" seulement, étaient soudés dans le
disque y.

Uampoule B et la bobine de Ruhmkorff étaient renfermées à Tin-
lérieur d'une boîte L couverte de plomb. Une ouverture rectangu-
laire ménagée dans la boîte et dans le plomb laissait passer les
rayons. Le revêtement de plomb empêchait les rayons de tomber sur
d'autres parties de l'appareil que sur la fenêtre d'aluminium W et
protégeait aussi le fd reliant F à Télectromètre contre toute influence
électrostatique.

Le tube A était soutenu par deux anneaux d'ébonite, R et R',
reposant sur le plomb L et servant aussi à isoler le tube. On portait
le potentiel du tube à 80 volts en le reliant à l'un des pôles d'une
batterie de ^o accumulateurs dont l'autre pôle était relié au sol.
L'électrode E était reliée à l'une des paires de quadrants d'un élec-
troiTîètre, l'autre paire et la cage étant reliées au sol.

Pour obtenir un courant d'air uniforme, le tube G était relié à un
gazomètre, et l'on pouvait calculer la vitesse du gaz dans les tubes T
en observant la vitesse avec laquelle le cylindre du gazomètre descen-
dait. Quand Tampoule de Crookes fonctionne, le gaz de\ient conduc-
teur en passant devant la fenêtre d'aluminium, et les ions sont
entraînés avec le courant d'air à Tintérieur des tubes Ti. En circidant
dans ces tubes, quelques-uns des ions sont déchargés par les parois;
les autres sont enlevés en pénétrant dans le champ de force créé
par la différence de potentiel de 80 volts entre l'électrode et le
tube C. On \oit qu'aucune force extérieure n'agit sur les ions avant
«ju'ils ne sortent des tubes T|, car toutes les parties de l'appareil,
sauf E, sont reliées métalliquement au grand tube A.

Quand le potentiel de A e^t positif, les ions chargés positivement
sont recueillis par l'électrode, et la déviation de l'aiguille de l'électro-
mètre est proportionnelle au nombre de ces ions qui ont pu sortir des
petits tubes. Les ions négatifs sont recueillis par Télec'trode, si le
potentiel de A est négatif.

Si le mouvement du gaz le long de l'électrode était permanent,
une différence de potentiel de quelques volts entre l'électrode et le
tube suffirait pour enlever tous les ions du gaz. Cependant tel n'est
pas le cas, à cause des remous violents qui se produisent dans le mou-
vement du gaz à sa sortie des tubes T|, de sorte qu'il est nécessaire

038

J.-S. TOWNSEXD.

(l'employer une grande force élcctroniolrice pour obtenir le maximum
(le déviation sur réchelle de réleclromètre; en employant une diffé-
rence de potentiel de ,{o volts au lieu de 80 volts, les dt^viations
n'étaient pas sensiblement changées; par suite, tout voltage compris
entre /\o et 80 serait suffisant pour enlever tous les ions.

()uand on voulait trou\er la conductibilité de l'air ayant circuit'
dans les tubes courts Ï2j on enle\ait les tubes ï|, on remplaçait le
disque a par le disque y <>t l'on approchait l'électrode du disque afm
que la force électrique agît sur l'air immédiatement après sa sortie
des tubes Ï2.

La figure 5 représente la section horizontale de l'appareil qui a
servi pour les expériences faites avec roxy^(*ne, l'hydrogène et le
gaz carbonique. Il consistait en deux longs tubes A< et Ao, tous les

Fis. 3.

deux exactement pareils au tube A de la figure 4« L'un d'eux conte-
nait les tubes longs T^ et l'autre les tubes courts To. Les tul)es G
et H étaient reliés à deux gazomètres, de sorte que le gaz pouvait
passer de l'un à l'autre soit par le tube \|, soit par le tube A2. Les
deux tubes étaient fixés solidement dans deux morceaux rectangu-
laires d'ébonite R et R' reposant sur la boîte contenant l'ampoule.
Deux glissières en bois vissées sur cette boîte guidaient exactement
les supports d'ébonite, de sorte qu'un déplacement latéral de l'appa-
reil permettait d'amener exactement au-dessus de l'ampoule, soit
l'une, soit l'autre des deux fenêtres Wi, W2.

Il a été nécessaire de placer à l'intérieur de chacun des tubes, qui

LA DIFFUSION DRS IONS DANS LF.S GAZ. qSq

élaienl en laiton, un cylindre daluminium sélcndanl de P à P' pour
empèclier les rayons de tomber sur les surfaces intérieures de ces
tubes. Avant Tintroduction de ces cylindres, des expériences avaient
t'ié faites pour chercher si Tionisalion produite dans un courant d'air
rirculaul dans A| était égale à l'ionisation produite dans un courant
<rair Identique circulant dans A 2, et Ton avait trouvé une dillcrence
considérable entre les deux conductibilités dans les deux cas. Cette
iné^aHté n'était pas due aux différences d'épaisseur des feuilles d'alu-
minium couvrant les deux fenêtres, mais devait être attribuée à des
«liflerences dans l'état des surfaces des tubes de laiton en face des
fenélres.

J. Perrin (*) a montré que l'ionisation produite par les rayons de
Runlgen dans un gaz au contact d'un métal augmente considérable-
ment quand on fait tomber les rayons normalement sur la surface
mélallique. Cet effet est différent pour les divers métaux et dépend
aii>si de Tétat de la surface. D'après I^errin, il ne se produit qu'un
très faible accroissement de la conductibilité quand les rayons tombent
jur une surface d'aluminium. Or, on a trouvé que la différence des
ronductibilités primitivement observée disparaissait entièrement
quand on plaçait les deux cylindres d'aluminium à l'intérieur des
luhes A, et Aj.

Marche des expériences.

A\ec le premier type d'appareil, on procède comme il suit : le
luhe A est porté à un potentiel de -f- 80 volts, et la paire de quadrants
reliée à l'électrode est isolée. On fait alors passer le courant d'air
provenant du gazomètre, et, quand il a atteint une vitesse permanente,
on fait fonctionner la bobine et l'ampoule pendant un temps déter-
miné (généralement 20 secondes) et l'on obtient une déviation de rit
divisions sur l'échelle de l'électromètre.

En chargeant A au potentiel de — 80 volts, et en répétant la même
^•xpérience, on obtient une déviation n\ en sens contraire.

On enlève alors les tubes T|, et on les remplace par les tubej?
courts Ta ainsi qu'il a été dit. On effectue deux expériences sem-
Mables, avec un courant d'air identique, et une même durée de pro-
duction des rayons de Riintgen ; on obtient des déviations plus con-
>idérables n^ et z?!,.

(') Comptes rendus de r Académie des Sciences, t. C\XIV, p. 453.

{)io j.-S. T0WN8END.

On répète alors ces quatre expériences plusieurs fois, et Ton prend
la valeur inovenne des observations, afin d'éliminer les erreurs pro-
venant de la variation d'intensité des rayons. On a trouvé la constance
de l'ampoule améliorée en laissant s'écouler un temps déterminé (3 mi-
nutes ) entre deux expériences consécutives. En prenant cette précau-
tion, on pouvait obtenir des rayons constants à —^ près pendant lïn-
tervalle d'une heure. Quand on emploie le second appareil, onoblienl
les nombres /i, et n\ en envovant le gaz dans le tube A|, et en déter-
minant les déviations produites quand les rayons tombent sur la fenêtre
\\ , pendant ao secondes. Pour obtenir n^ et /i!,, il faut seuleinenl
faire glisser l'appareil jusqu'à ce que la fenêtre W-j vienne au-dessus
de l'ampoule, et répéter les expériences a\ec l'électrode Ea reliée à
l'une des paires de quadrants de l'électromètre, le courant gazeux
circulant dans le tube X^.

Correclion nécessitée par la recombinaison des ions.

I.esi déviations de rélectromètre sont proportionnelles au nombre des ion?
reouoillis par réiectrode. Soit — le facteur de proportionnalité : c/ij ions fran-
chissent la section d'abscisse i^^^et c/ii ions la section terminale d'abscisse lo*
du tube T| ; les c(/ii — /ii ) autres ions sont perdus dans l'intervalle, la plupart
recueillis par la paroi le long des 9 derniers centimètres, les autres recombi-
nés. Soit cM le nombre des ions positifs recombinés. Le rapport yj au lieu

d'être pris égal à — doit être corrigé et pris égal à —' (On peut négliger

la recombinaison produite dans le tube Tj, long de i''".)

Pour déterminer cette correclion, on enlève de l'appareil de la figure S les
petits tubes Ti et Tj; on place les réseaux métalliques en avant des élec-
trodes K| et Es, à des distances respectives dy et di (12''"' et 3*") dos fenêtres W|,
Wj, devant lesquelles le gaz est ronlgénisé. Ces réseaux étant reliés niélalli-
qucment aux tubes Ai et A,, le champ est nul tant que le gaz n'a pas franchi
le réseau. On lit les déviations \| et N* produites dans les deux cas; le gaz cir-
culant et étant ionisé d'abord dans le tube Ai, puis dans le tube A*. Comme
le tube est très large, la perle de conductibilité peut cire considérée comme
due uniquement à la reconibinaison des ions. On détermine le temps T t-coule
entre le passage aux sections d'abscisses di et d^^ d'après la vitesse du gaz. qm
reçoit la même valeur que dans l'expérience principale. Connaissant .NV ^i
et T on tire a de l'équation

l I rp

> i '^ î
obtenue en intégrant

dt ~ '

LA DIFFUSION' DKS IONS DANS LES GAZ. 94 1

qui donne la vitesse de recombinaison c--j- des ions (*). D*autre part, si la

recombinaison est négligeable, on a approximativement, d'après la formule (lo)
de la première Partie,

6 étant le temps écoulé entre les pa^^sages du gaz aux deux sections d'abs-
cisses If (i'") et II (lo"").

Le nombre des ions recombinés pendant le temps dt, en une section où la
conductibilité est n, est uti^dt.

Parmi eux, il y en aurait seulement une fraction -^y qui ne seraient pas

recueillis par la paroi avant d*arriver à l'extrémité du tube, où la conducti-
bilité e«t n.
On a donc :

^M = — ^ X a /l'c// = a /Il n dt.
n

D'ailleur«,

n = «t^-P',

Il •
ou

d\\ = %nxnt€-^^ dt^
et

M= / a/i,n,«?-?'rf/= j- = X =,

•^0 ? ^^^^ T /M

Charge acquise par le gaz.

Los déviations n\ obtenues en recueillant les ions positifs sont supérieures
aux déviations correspondantes n\, obtenues en recueillant les ions négatifs.
Le gaz, à la sortie des tubes Tj, a donc une faible charge positive, propor-
tionnelle à /Il — n\. Les déviations /it sont aussi légèrement supérieures à n\,

,, t. /ii-l-M ^ /l'i -»- M' j , . , .- ,._ ,

tnfin on trouve > — • — ; : donc les ions négatifs «e dittusent plus

/ij /ij

vile que les ions positifs (*).

rési;ltats numériques.
!• Coefficients de diffusion des ions dans les gaz secs.

/- /• •./ X /• ' ,'f\ — ' '-' Rapport rr2.

Gaz. (loiis positifs), (ions ncgalifs). i '^'^ K,

Air o,oa8 o,oi3 o,o3î7 i»54

Oxygène o,025 0,0396 o,o323 i,58

Gaz carbonique. o,o23 o,o'i() o,0'i45 i,i3

Hydrogène o,i-23 0,190 0,1 "iC 1,54

(') J. -J. Thomson et E. RuTHEni'oao, P/iil. Mag., novembre 1896, Mémoire traduit
dans ce Recueil.
r) Cf. J. Zklkxv, Pkil. Mag., t. XLV, juillet iSj^H.

*+'

J.-5. TOW>-*:eXD.

î' Co4fJicienis de diffusion des ions dans les ::az humides.

V.r

(ioos positif»). C ioo$ oégalifs).

o,o32 o.o35

o,oa88 o.o3>8

< ^;«2 •!arb«>aiqiie. o,<r24"î
Hv.ipoîî»înt; o, 128

0.02JJ

0,142

Rapport -i

o.o333

ï,09

o,o323

o,o-25

o,i35

1,11

Li*> Tibieaax namériques du Mémoire inontrent que, pour Tair, trois séries
r-xj>f nciiiTtî^. fîfffîctaée* avec des intensités diflTérentes des rayons de Rônlgco,
•ne 'i*>nn»; «ie^ valeurs variant :

Pour Kt de 0,028 à 0,0296

Pour K2 de o,o43 à o,o38

< H

r. a «hanie allant en croissant de '),6 à 24, le sens des variations de K|
'*' ir li» e*?t bien le sens prévu : augmentation de Ki et diminution de K*.

Li '••jacorrian«!e e^t trè» bonne entre les résultats obtenus avec des vitesses
iilTérenle**- 'lu «rourant d'air.
•Jii \ait (ue la vitesse moyenne de diffusion n'est modifiée que très légèrc-

lueat p^r rhumiiJité. mais que le rapport ^r- des coefficients de diffusion des

iou> les Jeux. S4^ae< est beaucoup plus modillé. Remarquer aussi que les deux
or»ci'ticiout> -le «iitrus^ou Ki et Kj diffèrent beaucoup moins dans le gaz carbo-
ttique x;c que dan:» les trois autres gaz également secs.

L'»\>:ièueet le ;:az carbonique contenaient un peu d'air : il n'y avait pas à
^<'»i pi-r-ortMiper. etjut donné que les valeurs «le K diffèrent peu pour ces trois
^.i/. : ni «:»»«trjire, poar l'hydrogène, dans lequel les vitesses de diffusion sont
i, i lois plu< :iruude'4 que dans fair, on a tenu compte de la petite quantité
U .lu . ,,^.. environ • contenue dans Tliydrogènc employé : on l'a déduite d'une
• ii*icriiiiiiati«>a précise de la densité du gaz.

Kuliu, p*jur l'hydrogène, au lieu des tubes T] longs de lo*^™, on a dii em-
pl»»\cr vie> tubes lou^^s. de 4*"" seulement; on a alors utilisé, pour déterminer h.

Kl couibe de la ligure 3 qui a été tracée en prenant pour le rapport y la

xjlcur i. l*our les autres gaz, on s'est servi des tubes T| et, par suite, de la

courbe do la ti:;ure 2, tracée en prenant pour le rapport -j- la valeur 10.

Remarques sur les expériences.

Les %uleurs do y trouvées dans ces expériences sont probablement exactes
à -r-*^ près. Les courbes des figures 1 et 3 montrent que l'erreur commise
sur K est plus grande que l'erreur commise sur y : ou peut regarder les
valeurs de K comme exactes à ,^7 près.

LA DIKKLSIO.N DKS IONS DANS LKS GAZ. 943

On a supposé la vilesse du gaz donnée, à une distance r de l'axe,
))ar la formule

\V= il («2— ,.2),

Je mou veulent ayant lieu suivant des lignes droites parallèles à Taxe.
Or, d'après (). Reynolds, le mouvement d'un iluide dans un tube
n a |)as lieu sui\ant des lignes droites quand la vitesse dépasse une
certaine \aleur criti([ue, et des tourbillons se produisent même si les
filels liquides étaient primitivement des lignes parallèles à Taxe. Au
conlnnre, quand la >ilesse esl inférieure à une autre vitesse critique,
tout mouvement irrégulier tend à revenir au mouvement rectiligne
seul stable.

Or, dans les expériences décrites, les vitesses employées étaient de l'ordre
de y de cette seconde vilesse critique, ce qui assurait la stabilité du mouve-
ment rectiligne [régime de Poiseuille],

La charge atomique.

Les résultats les plus intéressants que Ton puisse déduire des coef-
iîcients de d illusion s'obtiennent en comparant la vilesse produite par
une force électromotrice donnée et le coefficient de diffusion.

Considérons une des équations du mouvement

I dp

Çn désignant par e la cbarge d'un ion en unités électrostatiques^
par n le nombre d'ions contenus dans i*^'"', et par/? leur pression

partielle; on voit que, si -p est nul, la vilesse u due à la force éle(!-

trique X est ^ Si le gradient de jiotentiel est de i volt parcenti-

nièlre, la valeur de X est j~ d'unité électrostatique, et la \aleur cor-
respondante de u est

K e n

.îoo p

Sc>it N le nombre des molécules contenues dans i*^"'* du gaz à la
pression P, égale à la pression atmospliérique, et à la température
de I 5"C., température à laquelle Ui et K sont déterminés.

Le quotient — dans l'équation précédente peut être remplacé par ~ ».

9J4 '«-S' TOWNSE.ND.

Cl, comiiio la pression atmosphérique P vaut lo* unités C.G.S.. oa
obtient

^, 3.iO«M|

^*=— K

Si Ton prend les valeurs des mobilités tit déterminées par Riillier-
lord (* ) et les valeurs moyennes des coefficients de diffusion K obte-
nues par moi-même pour les gaz secs, on en déduit les valeurs sui-
vantes du produit Ne :

Air ( N <î)a = 1 , 3 > X lo"

Oxygène (N<;)o = i,25 X lo»*

Gaz carbonique (Ntf)c= i ,3o X lo»»

Hydrogène (Ntf)u= i,oo x fo*o

Les expériences d'électrolyse montrent qu'une unité électroma-
gnétique d'électricité, en traversant un électrolyte, libère i*""*,i»
d'hydrogène à la température de -f- 1 5"* et sous la pression de i <•« dyne
par centimètre carré. Le nombre d'atomes correspondant est 2,4<)N.
de sorte que, si E désigne la charge d'un atome d'hydrogène dans
Téleclrolyte, on a

'2,4^>^l^= ' unité électromagnétique

= 3 x lo*® unités électrostatiques,
d'où

NE = I,'22 X io»o,

la charge atomique Ë étant exprimée en unités électrostatiques.

Puisque N est une constante, nous en concluons que les charjre
portées par les ions produits par les rayons de Riintgen dans lalr,
dans Toxygène, dans l'anhydride carbonique et dans l'hydrogène,
sont identiques et sont égales à la charge portée par un atome d'hy-
drogène dans un électrolyte.

J.-J. ïhomson(^) a montré que la charge portée par les ions dan
riiydrogène et Toxygènc rîintgenisés est la même pour les deux gaz
et égale, en unités électrostatiques, à

En adoptant cette valeur pour la charge <?, on obtient

N = 2 X lO»».

(') Phil. Afag., nov. 189-;, Mémoire traduit dans ce Recueil,
(') PhiL Mag., t. \LVI, décembre 1898.

LA DIFFUSION DES IONS DANS LES GAZ. 945

On en conclut que la masse d'une molécule d'hydro»;ène est

4,5 X 10-*^ gramme.

Chaque pas de la théorie qui donne ces nombres a été vérifié par
des expériences directes concordantes.

Puisqqe la charge d'un ion produit par les rayons de Rtintgen est,
ainsi que nous venons de le montrer, égale à la charge d'un ion
hydrogène dans un électrolyte, cette dernière est aussi égale à
6x io~*<^ unité électrostatique.

Bien que la valeur de Ne pour l'hydrogène diffère de -^ de sa
valeur pour les autres gaz, nous pouvons comprendre l'hydrogène
dans la conclusion générale précédente, en considérant la valeur
de W| pour l'hydrogène comme trop faible. Rutherford ne mentionne
ni correction relative à la présence de l'air dans son appareil ni pré-
cautions pour obtenir de l'hydrogène parfaitement sec. Si l'on prend
la valeur moyenne de K pour l'hydrogène humide, on obtient

IMcH = i,i5 X 10*^.

Pour démontrer que les charges portées par les ions des deux
sio^nes sont égales, il faut montrer que le rapport des coefficients de
diffusion est égal au rapport des mobilités. J. Zeleny(*) a montré
que la mobilité des ions négatifs est plus grande que celle des ions
positifs, le rapport étant égal à

1 ,24 pour l'air et l'oxygène,

1 , 1 5 pour l'hydrogène,

1,0 pour l'acide carbonique.

Les expériences de diffusion montrent que le rapport des mobilités
serait plus grand dans les gaz secs que dans les gaz humides, mais,
comme ce point n'a pas été examiné encore par Zeleny, on ne peut
pas espérer une concordance parfaite entre les valeurs qu'il donne
pour les rapports des mobilités et les valeurs du rapport des coef-
ficients de diffusion.

On arrive à cette conclusion de l'égalité des charges portées par
les ions positifs et par les ions négatifs en se plaçant à un autre point
de vue. On a prouvé que leur charge moyenne est la même que celh^
d un ion d'hydrogène dans un électrolyte. Si les charges différaient,

{') PhiL Mag,, t. XLVI, juillet 1898.

S. P. 60

946 J.-S. TOWNSRND.

l'une d'elles sérail inférieure à la charge de l'ion hydrogène, tandis
que les expériences d'électroljse montrent que toutes les charges
ioniques sont égales soit à la charge de l'atome d'hydrogène, soilà un
multiple exact de celle-ci.

Gomparaiàon des vitesses de diffasion des ions et des vitesses de diffusion

matuelle des gaz et des vapeurs.

Les coefficients de diffusion des ions dans un gaz sont beaucoup
plus petits que les coefficients de diffusion des gaz l'un dans l'autre,
mais ne diffèrent pas beaucoup des coefficients de diffusion des
vapeurs dans les gaz.

Nous donnons ci-dessous un Tableau de ces derniers, qu'on pourra
comparer aux nombres trouvés pour les ions.

Coefficients de diffusion de quelques gaz et de quelques vapeurs doLMi

l'air, le gaz carbonique et l'hydrogène.

Gaz

Gaz ou vapeur. Air. carbonique. Hydrogène. Observateurs.

Oxygène » o,i8 o,7"2i ) . i -.

^ , . , C f Loschmidt.

uaz carbonique... 0,142 » o,j3d

Ether "jOjy o,o55 0^29

Alcool 0,101 0,068 0,378 [ Winkelmann.

Eau 0,198 o,i3'2 0,687

Les résultats expérimentaux montrent que, si K désigne le coeffi-
cient de diffusion mutuelle de deux gaz de densités pi et p2, le pro-
duit K X y/pi P2 est à peu près constant; les vitesses de diffusion des
ions sont à peu près inversement proportionnelles aux racines carrées
des densités des gaz.

Deux théories ont été proposées pour expliquer les faibles valeurs
trouvées pour les vitesses de diffusion des ions dans un gaz.

On peut d'abord supposer qu'un certain nombre de molécules
sont groupées autour de Tion : les particules chargées se diffuseraient
lentement, à la façon d'un gaz constitué par de grosses molécules.
La masse de l'amas pourrait être déterminée en comparant les vitesses
de diffusion des ions aux vitesses de diffusion mutuelle des jraz. tn
calcul grossier montre que la masse d'un amas serait environ 3o fois
la masse d'une molécule d'oxygène.

On peut aussi expliquer les faibles valeurs des coefficients de dif-
fusion en supposant la particule chargée d'aussi petites dimensions

LA DIFFUSION DES IONS DANS LKS GAZ. 947

qu'une molécule du gaz, mais en admetlant que la force électrique
exercée sur les molécules qui arrivent dans son voisinage donne nais-
sance à des collisions qui n'auraient pas eu lieu si la particule n'était
pas chargée.

Si Ton adopte la théorie d'après laquelle les ions sont entourés de
molécules formant des amas sphériques qui se déplacent avec eux,
on peut calculer le rayon de la sphère en appliquant la formule
donnée par Maxwell (') pour le coefficient de diffusion mutuelle de
deux gaz.

Ce coefficient, d'après la théorie basée sur les chocs de sphères
élastiques, est donné par

où rt'i et W2 désignent les poids moléculaires des deux gaz, celui de
1 hydrogène étant pris comme unité;

S, 2, la distance en centimètres entre les centres des molécule^ <]ui
se choquent;

^ U racine carrée du carré moyen de la vitesse d'une molécule
d hydrogène à o**C., c'est-à-dire

=v/?=

186000'^'" par seconde:

M le nombre de molécules contenues dans i*^*"' à o** et sous la pres-
sion de 760™".

En prenant pour N la valeur que nous avons trouvée, 2 x 10*", on
voit que

D„ = 1 , i X io-»*i / - -H — ëT" •

Si la particule chargée est grande en comparaison de la molécule,

Si2 sera le rayon de la particule, et — sera petit comparé à —

En prenant D|2=o,i56, valeur du coefficient de diffusion des
ions dans l'hydrogène, et (V| = i, on obtient, pour le rayon de l'ion
dans l'hydrogène,

/l,l X lo-»s
s = 4/ -î — = 8, '2 X 10-*.

V 0,I3()

(>) Nature, i. VIII.

::: -u^-zi -#9uiisdue munira me I* niTon d'un ion dans Toxygène

■ >*^ t.U > t — .^

'iiiii* iittîirê' proposée pour expliquer la lenteur
tt ^ ^:l?î..x ira- uns-, -t*: -Kt appliquant les mêmes formules, les

1111=' rrkj»:-^ : il faudrait multiplier les valeurs

fcArri-:-

ar ^rari^îirvj i^ ^nis>jm^ les termes — et — seraient du

Vi^^lJ

iizLsi «uieaiierr coar Si* indiqueraient la distance s
.»u^e^a^ .ni: ai.tc-'Utr tu. xi^ ^:•t£ •«'approcher d'un ion pour que lî
.-rr-r z!^:'jr='iUi: iiL'âiie r*jsL 3i«ja^«* nient d'une façon appréciable.

L«^ ':Torr:«ii:«»î? taite< pour déterminer la vitesse de

— v.-aniinsus^it -^m tonntf*' -ians le Tableau suivant. T désigne le

.liziv;^ €L -<t:t.*nuje^-. lutî ia ounJiiotibilité met à tomber de Nj à Ki,,

ï * ijtmMMUc. IL rçatimetpe^ «obes. du gaz employé dans chac|

Correclioo
à
.,ia» "^v -\- T. V. î.jouicr à .\.

■*«» M.iMair«a«. -ri. > ^9 0,90 ^^9^ ^

i\.^c»*^vtKr. ::~.'> 8S 0,275 i36o 5

>fc, ^ N-5 >^UK t;>^ w^iatàunstle félectromètre obtenues de la façon

,yw A. .ti^îtu!. *:^»ar t'S tniis premiers gaz, l'électrode E, était à la

,^5.^jo^^' .e ' * it* A feuêlre W, et l'électrode E^ à la distance de

^^ .15 ^ «uftfirv W^« Li cuaductibiiité tombait donc de Nj à ^0

■%utaiâM% t-ii .«y»|#^^ ^u< I* ptc mettait à parcourir 9*^" du tube A|.

/••fc i ;ià i***i|iîtfr la p^witiou des électrodes pour Thydrogène, car

,t> *•* «A HavMiuutti à "• 'lu large tube, aurait perdu environ /J'^ de

v4 . \.*v%^uv* touii^ utiM«A«?*weut par suite de la diffusion vers les parois.

•4 .1-..^^ nji'T t^ ifcirtnifs à Je> dislances respectives do 3*"" el

* x>^ • K.îrt'^ t lU ^ iu^uieaté l intensité de rionisation.

L'*.^ t^ii -ivuiive •iun> la dernière colonne est destinée à com-
•vu^' >i '^ •t ;t Muàucubilit'-* provenant de la diffusion.

..^.•:- auitx -Uut jlaîouuf ot Ton a trouvé que cbaquc di\ision

LA DIFFUSION DES IONS DANS LES GAZ. 949

correspondail à une cliarge de 0,0042 unité électrostatique. Si e dé-
signe la charge de l'ion, le nombre v des ions par centimètre cube

^ . , , N X o,oo4a
f st ésaJ a ^, — ^- •

On a vu qu'on a, par la théorie de la recombinaison,

— ,- = apî ou = ST.

Les valeurs numériques ci-dessus permettent de calculer ^ pour les
différents gaz. On trouve ainsi :

Gaz. ^.

Air 3420 X e

Oxygène 338o x e

Gaz carbonique 35oo x e

HvdroKone 3o20 x e

Les vitesses de recombinaison dans les trois premiers gaz sont
pratiquement identiques et supérieures d'environ -^ à la vitesse de
fecombinaison dans l'hydrogène.

En remplaçant e par sa valeur, on obtient pour les trois premiers

gaz

P = 2 X io~* environ.

On peut maintenant calculer à quelle distance deux ions de signes
Contraires doivent s'approcher l'un de l'autre pour se recombiner.
S'il y a V ions positifs et ^' ions négatifs dans i*^™', le nombre de ceux
^ui se recombinent pendant le temps dt est vv^^dt.

Le nombre des ions négatifs qui s'approchent à une distance infé-
rieure à S d'ions positifs pendant le même temps peut être calculé
parla théorie cinétique des gaz.

Maxwell a montré (*) comment calculer combien de fois par
Seconde une molécule d'un gaz viendra à une distance inférieure
à R de molécules d'un autre gaz.

Ce nombre est

où n désigne le nombre de molécules du second gaz par centimètre
cube; v\ et v\ sont les carrés moyens des vitesses d'agitation des
deux gaz.

(*) Phil. J/rt^., janvier et juillet 1860.

<)DO 3. -S. TOWNSEND. — LA DIFFUSION DES ÏONS DANS LES «JAZ.

Nous supposerons qu'un ion a la inéine niasse qu'une molécule du

f;az dans le(juel il est produit. Le carré moyen de la vitesse d'agitation

(les ions sera, dans celte hypothèse, égal au carré moyen de la vitesse

(l'agitation des molécules du gaz. On aura alors pour les ions de

l'oxygène

r} = p| = 4,7X lo^.

Le nombre des ions négatifs qui s'approchent d'ions positifs pen-
dant le temps dt à une distance inférieure à R sera

Vi^/Î(^

En égalant ce nombre au nombre de ceux qui se recombiaent
pendant le même temps, on obtient

R = - io~* centimètre.

A cette distance, la charge d'un ion produirait un champ de
i(>2()o volts par centimètre. Cette force ferait mouvoir l'un vers
l'autre deux ions de signes contraires avec une vitesse de 2 X 10'
centi mètres par seconde.

Il serait prématuré de pousser plus loin cette discussion : des
expériences non encore terminées pourront nous éclairer davantage
sur ce sujet.

Rcniercîmenls au Professeur J.-J. Thomson.

»•••'

L4 DIFFUSION DES IONS PRODUITS DANS L'AIR

PAR l'action d'une SUBSTANCE RADIOACTIVE, DE LA LUMIÈRE ULTRA-VIOLETTE,

et a l*aidb de la décharge far les pointes,

Par John-S. TOWNSEND.
Traduit de l'anglais par H. BËNARD.

Phil. Trans., A^ t. CXCV, 1901, p. 259-278.

PREMIÈRE PARTIE.

IMPORTANCE RELATIVE DES TROIS CAUSES DE DIHINUTION DE LA CONDUCTlBILITÉr
DIFFUSION, RECOHBINAISON ET RÉPULSION MUTUELLE.

L'auteur rappelle le principe de la méthode qu'il a appliquée dans le Mé-
moire précédent aux ions des gaz rontgenisés, et étendue dans celui-ci à trois
autres modes d'ionisation.

Cl ,

Le rapport ^ = — j défini par la formule (11) du Mémoire précédent, est

égal au rapport des nombres d'ions qui peuvent sortir de tubes de longueurs
respectives /i et /s, ayant pour rayon a, la vitesse moyenne du gaz étant V,
si la diffusion est la seule cause de diminution de la conductibilité.

Ce rapport est indépendant de la valeur absolue du nombre des ions : il
n'en est pas de même de la perte par recombinaison ou par répulsion mutuelle,
causes d'erreur poportionnelles toutes les deux au carré du nombre des ions,
donc d'autant plus faibles que l'ionisation est moins intense.

Ces deux corrections ont aussi une importance relative d'autant plus faible
que les tubes ont un plus petit diamètre, ainsi qu'on le voit facilement.

i*^ Parmi les trois nouveaux cas d'ionisation étudiés, le premier seul (subs-
tance radioactive) produit des ions des deux signes : la recombinaison n'in-
tervient donc que pour celui-là. Dans les expériences effectuées avec les rayons

de Rôntgen, on avait pris a = o",i5 et ~ = o',i. Dans le nouvel appareil, les

tubes sont plus petits : a est 3 fois plus petit et -^ 9 fois plus petit, de sorte

que —^ conserve la même valeur, mais que le nombre des ions recombinés
est aussi 9 fois plus petit. L'ionisation était d'ailleurs plus faible; pour ces

9^2

J.-8. TOWNSEND.

deux raisons, la correction due à la recombinaison était réduite à moins

de j-Jô (^" ^'^" ^^ TW ^ans les expériences avec les gatt rôntgénisés).

2° La répulsion mutuelle intervient dans les deux autres modes d'ionisation
où le gaz contient des ions d'un seul signe.

On peut calculer une limite supérieure de la correction correspondante à
Taide d'une formule indiquée par Tauteur entre la densité électrique initiale p^
(supposée uniforme), la densité p au bout du temps t et la vitesse u d'un ion
dans un champ égal à l'unité électrostatique. Cette formule donne pour la

proportion ^ — ° des ions perdus» quand la perte est faible, ,\TZjQUt. Dans

P
les conditions des expérienceSi où p©/ ne dépasse pas iq-*, celte correction

n'atteint pas 7^.

DEUXIEME PARTIE.

IONS PRODUITS P4R UNR SUBSTANCE RADIOACTIVE.

La fig;ure 1 représente l'appareil employé pour les expériences
eiFectuées avec une substance radioactive. Il consiste en un grand
tube de laiton A (longueur 60*^", diamètre 3*^'", 5) et en deux tubes

A J"''^

^13

•-"î/ï

<n.— y

Fig. I

£â

n^ i:^c_^

-;i

.4J1I

• '^-' ■-■-'' •"■-7:.,^^y..^AJ>' U\'^ _ BOL, "t V .

V — ..W/.//«l

A y^'Wm

plus courts B, et B2 (longueur 16*^'") pouvant s'ajuster à frotlemenl
doux à l'intérieur de A. Les tubes B portaient des électrodes de
laiton E maintenues à l'aide des liges de laiton F; celles-ci tra>er-
saient la paroi des tiil)es B à l'aide des bouchons d'ébonltc G.

Les tubes étroits dans ]cs([uels la diirusion se produit consislaioul
en deux faisceaux de if\ tubes chacun. Les tubes les plus lon<;s 1|

LA DIFFUSION DES IONS PRODUITS DANS l'aIR. qSS

(longueur 4*^"*» diamètre intérieur o*^", i) traversaient des trous ménagés
dans deux disques de laiton ai et a'j, s'adaptant exactement à Tinlé-
rieur du tube A, et dépassaient les disques de o*^™, 2 à chaque extré-
mité : la figure en représente deux. Les tubes courts To (lon-
^eur o*^"',o) passaient dans les trous d'un disque unique a^, le
dépassant de o*^",2 de chaque côté; de cette façon, Tair ionisé péné-
trait dans les deux séries de tubes dans des conditions absolument
identiques. Les 24 trous de chacun des disques étaient disposés sur
une circonférence de 2*^"* de diamètre, concentrique au disque. En
traversant l'un ou l'autre des deux faisceaux, le courant d'air prove-
nant du large tube se divise également entre les 24 canaux formés par
les tubes. Le disque ai était soudé à l'extrémité du tube B|, et le
disque ol^ à l'extrémité du tube Bj.

Pour les expériences avec l'air sous la pression atmosphérique, on
obtenait le courant d'air en surchargeant de poids la cloche mobile
d'un gazomètre. Pour opérer avec de l'air sec, l'air sortant du gazo-
mètre traversait de larges tubes contenant du chlorure de calcium; il
lra>ersail ensuite un tube contenant un tampon serré de coton de
verre, destiné à arrêter les poussières avant l'entrée de l'appareil à
diffusion. Quand on voulait opérer avec de l'air saturé d'humidité, on
remplaçait les tubes à chlorure de calcium par de longs tubes à moitié
remplis d'eau. On pouvait varier la vitesse du courant d'air en modi-
fiant les poids surchargeant le gazomètre.

La substance radioactive était fournie par E. de Haën (Chemische
Fabrik, List vor /Jannover)] on s'est servi de la substance étiquetée :
•t substance radioactive A ». Un tube C en verre mince, renfermant
un peu de la substance radioactive, était soutenu à l'intérieur du
tube A à l'aide de supports en fil métallique ainsi que l'indique la
iigtire. La radiation émise par cette substance était beaucoup plus
intense que celle de l'uranium; elle était encore capable d'ioniser
I air après avoir traversé le tube de verre. Ce tube C était scellé pour
empêcher l'arrivée de l'humidité, la substance radioactive étant déli-
quescente. Le tube A était fixé solidement à l'aide de supports d'ébo-
nile S au-dessus d'une lourde boîte, ce qui assurait l'immobilité du
tube G quand on mettait les tubes B^ ou Bj en position.

Le tube A était relié a l'un des pôles d'une batterie de 4o accumu-
lateurs, l'autre pôle étant au sol. La tige F était reliée à l'une des
paires de quadrants d'un électromètre, l'autre paire de quadrants et
la cage de Télectromètre étant reliées au sol. La tige F et le fil qui
la reliait à l'éleclromètre étaient protégés par des écrans métalliques,

9^4 J.-S. T0WN8KND.

de sorte qu'aucune charge extérieure ne pouvait donner de déviation
à l'échelle de l'électromètre.

Comme le tube A est relié métalliquement à toutes les parties de
l'appareil de diffusion sauf E, aucune force électrique n'agit sur le
courant gazeux avant qu'il n'ait pénétré, en sortant des tubes T, dans
l'espace annulaire compris entre E et B. L'air met environ i seconde
ù passer le long de l'électrode, et une différence de potentiel de
quelques volts entre E et B suffirait, dans les conditions ordinaires,
pour que l'électrode E recueille tous les ions d'un signe déterminé:
mais, par suite du mouvement tourbillonnaire du gaz à sa sortie des
tubes T, on a employé une différence de potentiel beaucoup plus
grande (80 volts). Le potentiel de Télectrode pendant une expérience
n'a jamais dépassé i ou 2 volts. En laissant l'ionisation et la vitess»'
de l'air identiques, mais en chargeant A. à 4o volts au lieu de 80 volts,
on a trouvé que la déviation de l'électromètre n'était pas changée.
On en conclut que E recueille tous les ions d'un signe déterminé, de
sorte que la déviation de l'électromètre est proportionnelle au nombre
des ions qui ont pu sortir des tubes T.

Marche des expériences avec l'air à la pression atmosphérique.

On enfonçait le tube B| à l'intérieur de A, jusqu'à ce que le
dis(|ue a', soit venu buter contre une petite vis faisant saillie à l'inté-
rieur de A, et la tige F| était reliée à la paire de quadrants isolée. Le
tube B2 était relié à l'extrémité de B|, à l'aide d'un bout de tube de
même diamètre que A. Avant toute observation, on faisait passer le
courant d'air pendant une minute dans tout l'appareil, afin d'entraîner
les ions accumulés à l'intérieur du tube A. La paire de quadrants
reliée à Ft était alors isolée, et l'air ionisé en passant le long du
tube G emportait avec lui quelques-uns des ions à travers les tubes T|.
On lisait la déviation de l'électromètre, /ît| divisions par minute.

On interchangeait alors les positions des deux tubes B| et Bj. Les
résistances au passage de l'air à travers l'appareil étant les mêmes, le
courant gazeux avait la même valeur que précédemment. La tige Fj
était reliée à l'électromètre et l'on déterminait la nouvelle déviation,
/?:j divisions par minute. Ces expériences étant répétées plusieurs
fois, on constatait que les nombres n^ et 112 étaient constants : il en
résulte que les rayons émis par le tube G ont une intensité ne variant
pas sensiblement avec le temps.

Les quadrants étant isolés et l'air contenu à l'intérieur de A au

LA DIFFUSION l>KS IONS PRODUITS DANS i/AIR. 955

•epos, on observait une faible déviation (habituellement une division
par minute) due à l'imparfait isolement du bouchon G. Il faut sous-
traire cette déviation de celles que Ton obtient quand le courant
d'air passe le long de A. Il n'en résulte aucune inexactitude, car cette
déperdition est parfaitement constante et facile à déterminer. Les Ta-
bleaux numériques contiennent les valeurs corrigées de n^ et n^'

Quand le tube A est chargé positivement, les déviations rix et /î2
se rapportent aux ions positifs; les valeurs correspondantes pour les
ions négatifs s'obtiennent en changeant le signe du potentiel de A.

Expériences aux pressions inférieures.

Pour les expériences eflectuées sous des pressions inférieures à la
Pression atmosphérique, l'appareil de diffusion a dil être modifié lé-
çèrement. On a employé les ions produits par la substance radio-
iclive, car c'est là une source très constante de radiations. Un anneau
>lat fut soudé à l'extrémité du tube A, et des anneaux identiques à
'extérieur des tubes B, et Bj. Celui du tube B, était à 8'"'" du disque a',,
"elui du tube Bj à 8*^°* du disque aj. On rendait l'appareil à diffu-
>ion suffisamment étanche engraissant l'anneau de A et en pressant
Tanneau de B contre le précédent.

\jà figure 2 indique cette modification de l'appareil, destinée à
permettre l'emploi d'un courant d'air à basse pression. Des bouchons
de caoutchouc, traversés par des tubes de verre, étaient placés aux
eiirémités ouvertes des tubes B, et B^. Un tube court L, en laiton,
était soudé près de l'extrémité du tube A : il communiquait avec le
manomètre M, qui servait à déterminer la pression de l'air dans A.
LW de la chambre, filtré à travers un tampon de coton de verre G,
destiné à retenir toutes les poussières, circulait dans les tubes capil-
laires K, traversait encore des tubes desséchants et pénétrait enfin
dans l'appareil par des tubes larges. Le tube w, d'autre part, à l'ex-
l^milé de B, était relié aux deux grîinds vases W|, Wj, dans les-
quels une trompe à eau faisait le vide.

Pour obtenir un courant d'air circulant dans A à une pression dé-
enninée P, et avec une vitesse variant entre des limites convenables,
•n fermait le robinet S| et l'on faisait le vide dans tout Tappareil
isqu'à obtenir une pression inférieure de quelques millimètres a P.
e tube G était relié au tube de sortie d'un gazomètre, dont le cy-
ndre mobile était réglé de façon à être sur le point de descendre,
land le gazomètre était ouvert à Tair. On reliait alors le vase W^ à

J,-S- TOWXSEXD.

1 r^nnr-* l -1*1 f. 7 ta. coiiTut le robinet S| pendant quelques mi-
ni:?-!'- _r- ~tr-^-,*^ ^ ni»* r*>ii voulait obtenir dans les tubes T néces-
'«lai'tîK ^»-îifni»^îiir«ic xa i^ît plus ^rand que celui de la trompe à
-lu. i*T ^^r*** lue .a pn?*«î»>n indiquée par le manomètre s'ëlevaû
'r»».ir»?trHvr*iiieîii: ie î'"" en%înj« par minute). On fermait le robinelSi

quand la pression dépassait P de la même quantité que P la dépassait
au début de l'expérience ; on pouvait déterminer la vitesse V a>ec
pivcision ne mesurant le volume d'air chassé du gazomètre et le temps
^>endant lequel le robinet S| était ouvert. Si la vitesse ainsi trouvée
était trop forte ou trop faible, on changeait la longueur du Uibe capil-
laire de façon à amener la vitesse V entre les limites requises. Touie
modification dans les tubes conduisant à l'appareil de diOTusion eiige
une nouvelle détermination de V avant les expériences de conducti-
bilité.

Le tube G n'est relié au gazomètre que pour permettre de déier-
miner V. Comme la pression deTairdans le gazomètre est identique à
la pression atmosphérique, on peut faire entrer directement dans G
Tuir d<» la salle pendant les expériences de conductibilité.

I^a disposition de l'appareil, au point de vue éleclri(|ue, élail U
même que celle qui a été décrite.

L\ DIFFUSION DES IONS PHODUITS DANS l'aIR. 9^7

Marche des expériences effectuée^ avec l'air à basse pression.

L'appareil est disposé comme l'indique la figure 2 et la pression est
réduite jusqu'à être un peu inférieure à la pression P à laquelle l'ex-
périence doit être faite. On ouvre le robinet S| et on laisse Tair cir-
culer dans l'appareil pendant 1 jninute environ avant d'isoler la
paire de quadrants à laquelle F| est relié. Quand le manomètre in-
dique une pression de 2'"°* environ au-dessous de P, on isole les qua-
drants et l'on détermine la déviation rit de l'électromètre en divisions
par minute. On continue les observations jusqu'à ce que la pression
soit supérieure à P d'environ 2™"*, et l'on prend la moyenne. La dif-
férence entre les déviations pendant la première demi-minute et
pendant la dernière était à peine sensible.

Après avoir déterminé /i|, on ferme le robinet Sa, et l'on fait
entrer l'air dans l'appareil de diffusion par S| ; le tube B| est alors
enlevé et remplacé par Bj. Avant de faire des observations avec F2
relié àrélectromètre, il faut vérifier si le joint entre les deux disques
est hermétique ; dans ce but, on ferme S| et l'on ouvre Sa, de façon à
laisser pénétrer dans W| un peu de l'air venant de l'appareil de
diffusion. On ferme alors Sa et l'on observe le manomètre : on a
trouvé que l'air pénétrait dans l'appareil avec une vitesse inférieure
H htôô ^^ celle avec laquelle il rentre quand S| est ouvert.

On détermine alors n^ de la même façon que /ii. On prend soin,
dans tous les cas, de se servir pour les observations de la même por-
tion de l'échelle de l'électromètre.

Généralement, on déduit n^ d'observations faites toutes les demi-
minute. Ck>mme /i| est beaucoup plus petit que /ta, on a pris pour
sa valeur la moyenne d'un certain nombre de déterminations faites
pendant que l'image de la fente éclairée parcourait toute la portion
de l'échelle utilisée pour la détermination de /?o.

Les Tableaux suivants donnent les résultats d'expériences effectuées
sous différentes pressions, avec de l'air sec et de l'air humide. P dé-
signe la pression en millimètres de mercure, V la vitesse moyenne de
l'air dans les tubes T|, S la température de l'air pendant l'expérience»

958

J.-S. TOWNSEND.

Air sec.

Ions

positifs.

Ions négalifs.

w,.

/i,.

n,. /I3.

cenUmètr«t
par teconde.

88, :i

i53

63,4 i38,6

344

772

«9

56,1

io5

43,0 93,8

387

55o

33,9

73,

u4,8 68,0

420

400

i4,8

4i,

10,6 39,9

410

3oo

11,5

34,

7,6 3i,5

58 1

•200

Ions positifs.

81,3

•-*4,7

9,5

/I3.

145,8
58,5
3i,a

Air saturé de vapeur d*eau.

Ions négalifs.

/i,.

71,1

/i,.

i35

21,0 56,3

7,6 27,1

centimètres
par «econde.

368
43o
609

772
400
200

18
II

9,5

La relation entre le rapport j^ =: — î- et le coefficient de diffusion
(le rapport j ayant la valeur 8 j peut être représentée par une courbe

Fig. 3.

Courbe représentant la relation entre K
et y quand f « rr 8 /,.

0.7

0.€

0.6

0.4^

o.i

^.^

5 0.'

k. 0.2

k a(

1 0.3

r ai

1 O.I

» >,

0 1.

1 1.

M l,

S ».

♦ 1,

7,3i K /,
'2a'\

{Jig. 3) ayant pour ordonnées^ et pour abscisses ^ — Tv^'^^ ^ ' ^*^^

de cette courbe on peut déterminer les valeurs de K correspondant

LA DIFFUSION DES IONS PRODUITS DANS L AIR. gSg

à diiTérentes pressions. Ces valeurs sont données dans les Tableaux
suivants :

Air sec.

P. e.

772

«9

55o

400

3oo

200

Ions

positifs.

Ions ncgalifs.

'kT'

Px K^.

K,. P X K

o,o3i7

•24,5

0,0429 33

0,04*20

23, r

0,0542 29,8

0,0578

23,1

0,078 3 1,2

0,078

'23,4

0,1 o3 3o,9

0,118

23,0

o,i55 3i,o

Air saturé de vapeur d'eau.

Ions

positifs.

Ions négatifs.

K,.

PxKj.

K,. P X K,

772

n
18

o,o364

28,0

0,0409 3 1,5

400

0,0668

26,7

0,0771 3o,8

200

9,5

o,i34

26,8

«,«47 29,4

Il résulte de ces Tableaux que, dans chaque cas, la vitesse de diffu-
sion des ions dans un gaz est inversement proportionnelle à la pres-
sion du gaz.

Les coefficients de diffusion sous la pression de n«j2™™ montrent,
par rapport à cette loi, un écart qui semble un peu supérieur à Terreur
probable des expériences, mais on ne pouvait espérer un meilleur
accord entre les valeurs des produits P X K, à moins que la tempéra-
ture de Tair n'eût été la même dans tous les cas. On remarquera que
les expériences effectuées sous la pression de ^n2""" l'ont été avec une
température de l'air plus élevée que dans les autres expériences.

TROISIÈME PARTIE.

lOXS PRODUITS PAR l' ACTION DE LA LUMIÈRE ULTRA-VIOLETTE

SUR UNE SURFACE MÉTALLIQUE.

L'appareil décrit dans la deuxième Partie peut servir, avec de légères
modifications, pour les ions produits par des méthodes variées. Pour
amener dans le courant d'air qui circule dans le tube A les ions pro-
duits par la lumière ultra-violette, on a effectué les changements
représentés {/ig» 4)- Les fenêtres W, et W2 étaient pratiquées dans
le tube long, et deux tubes courts S, et S2 de même diamètre étaient

9^0

J.-S. TOWNSEND.

soudés perpendiculairement au premier, dans le prolongement Tun de
l'autre, chacun d'eux entourant une des fenêtres. Une lame de quartz,
Q, était fixée hermétiquement, au moyen de cire à cacheter, à Texlré-
mité de S| ; un morceau de toile métallique, ayant la même courbure
que la paroi de A, remplissait complètement la fenêtre W|. Une lame
de zinc Z, ayant même forme et mêmes dimensions que le morceau
de laiton détaché en pratiquant rouvcrturc W.j, était fixée à une tige

Fig. 4.

/^t--\,.

de laiton R traversant le disque d'ébonite D. Le disque fermait exac-
tement le tube Sa et l'on rendait le joint hermétique. Le zinc ne tou-
chant pas le tube A, on pouvait lui donner un potentiel quelconque.
Quand des rayons ultra- violets traversant le quartz et la toile métal-
lique arrivent sur le zinc, des ions négatifs sont produits à la surface
du métal. Quelques-uns peuvent être entraînés par un courant d'air
circulant dans le tube A, en abaissant le potentiel du zinc au-dessous
de celui de A. Dans ce but, une petite batterie isolée H avait son
pôle positif relié à A et son pôle négatif relié à R.

La source de rayons ultra-violets employée était une étincelle jail-
lissant entre deux fils d'aluminium. L'appareil destiné à produire
cette étincelle était renfermé à l'intérieur d'une boîte couverte de
plomb présentant une petite ouverture en Pqui permettait aux rayons
provenant? de l'étincelle de tomber sur la plaque de quartz Q. L'un
des pôles du secondaire d'une bobine de Ruhmkorff était relié à Tar-

LA DIFFUSION DES IONS PRODUITS DANS l'aIR. 961

mature externe d'une bouteille de Leyde, et l'autre pôle à Tarmature
interne. La bouteille était chargée par la bobine et se déchargeait
par le micromètre à étincelles, formé par les deux fils d'aluminium.
L'air se chargeant positivement au voisinage de l'étincelle, il a été
nécessaire d'empaqueter le tube S| avec de la laine, afin d'empêcher
l'air électrisé d'arriver dans le voisinage de la tige F et du fil qui la
relie à l'électromètre. Quand on a pris cette précaution, on constate
que le fonctionnement de la bobine, prolongé pendant plusieurs
minutes, ne produit aucune déviation de l'électromètre.

Marche des expériences avec la lumière ultra-violette.

La petite batterie H d'éléments Clark était isolée et ses deux pôles
reliés à R et A, de façon à donner à R un potentiel inférieur d'en-
viron 6 volts à celui de A. Le tube A était relié au pôle négatif d'une
batterie de 4^ accumulateurs, dont l'autre pôle était au sol. Les
tubes B et les connexions de l'électromètre étaient disposés de la
même façon que pour les expériences effectuées avec la substance
radioactive. On faisait les observations d'une façon un peu différente.

On isolait la paire de quadrants reliée à F et l'on faisait passer le
courant d'air dans l'appareil. Il fallait environ i5 secondes pour que
le courant d'air devienne constant; on mettait alors la bobine en
marche pendant un temps déterminé (20 secondes généralement).
On peut lire la déviation de l'électromètre quand l'image de la fente
devient fixe, ce qui est un avantage de cette méthode. Quand la
bobine ne fonctionnait pas, la lecture à l'électromètre ne variait pas
de plus de o**'^, 5 par minute et n'était pas modifiée quand le courant
d'air circulait dans l'appareil.

Les déviations /î2 (obtenues d'une façon analogue quand l'air ionisé
circule dans les tubes courts T2) étaient à peu près le double des
déviations /i|, de sorte qu'on faisait deux fois les observations de /ii
afin d'avoir des lectures couvrant la même partie de l'échelle.

Les déviations obtenues quand la tige R était reliée directement
à A étaient d'environ ~ de la déviation obtenue quand la plaque de
zinc avait un potentiel inférieur de 6 volts à celui de A.

En chargeant ensuite A au potentiel de -I-80 volts et en donnant à
la lame de zinc un potentiel supérieur à celui de A, la bobine mar-
chant pendant 2 minutes ne produisait aucune déviation.

Les Tableaux suivants donnent les déviations obtenues avec diffé-
rentes vitesses V à l'intérieur des tubes T; /i| et /i2 sont les dévîa-
s. p. 61

J.-S. TOWNSEXO.

'iifO^ 3;èr aûwxhit. el les coefficienls de diflusion K sont obtenus i
ufie le la «rooiiie de la figure 3. L'air était à la pression atmosphé-
-Tinie H. L-» tf^mpérature n'a varié que de 16® à 18° pendant les
*^o#;cr*ai!e?f. *ut ^ywte que les vitesses de diffusion peuvent être regardées
numit* !«icr*^?p«/fuiiiKt à une température de 1 7® C. :

^<r

'^ t

♦il. £

Air humide.

0,0417
o,o438

H. /i,. /!•. V.

762 45,0 81,1 368

772 47,0 90,0 337 o,o38o

o,o368

Là ieii2=4tif •rîoiu:?alîon dépend beaucoup de l'état de la surface du
^xnc. lui •kilt être polie de temps en temps pour que l'ionisation ne
-*«»ii 3^!!- onp taible. Cesi dans la troisième expérience effectuée avec
*ur -^et- fu'tia a oblena la plus grande densité d'électrisation. La
turr^ -nt>Yeiiiie C da passage d'une portion quelconque du gaz dans
îe^ *ufat?ïï' Ti e>t «y, 0106. Le volume total du gaz circulant dans l'ap-
rjsu-tfU *tiiÊÀt «le 4jf>o"^ par minute.

tu c>laioiuiiiiit réiectromètre, on a trouvé que chaque division de
"V^aeile corre^poacfcût à une charge de o,oo44 unité électrostatique.
l.a> 4etfc4te électrique moyenne p était donc 8,5 x io~* unité élec-
(rt>>4aiique par cealimètre cube. On a vu dans la première Partie que
f »i>Kiuit î ^ ^ doit être inférieur à io~** pour que la perte d'ions
nu t A-Mr répulsion mutuelle soit inférieure à j^ de la perte due à la
.iiiiiiMou >er^ les parois. Dans le cas présent, le produit p x / est égal
1 •». I \ îo"^. Je >orte qu*iln\ a lieu de faire aucune correction pour
lu iK'Ke ûue à la répulsion mutuelle des ions.

QUATRIÈME PARTIE.

lO^S PRODUITS PAR l'aIGRETTE.

tvi %uire 5 représente l'appareil spécialement modifié en vue des
^^jK-^rtcuceîs MAr la décharçe par les pointes. Deux trous circulaires
\jt.* r**.o de diamètre étaient faits dans le tube A, et deux tubes QelR.
du tuvtuo diamètre que les trous, étaient soudés à A dans les posilions
UH{tv(ucvx jKir lu ligure. Des bouchons d'ébonite, s'adaptant exaclenienl
duu^ V^* ot K» emjH*chuient toute fuite d'air j)ar ces tubes latéraux. Les
li^v*> ilc luitou K et G. passant à frotlement doux à travers les bou-
chv»u>^ jKuixuioul ètiv montées ou descendues de façon à amener les

LA DIFFUSION DES IONS PRODUITS DANS L AIR.

963

pointes métalliques soudées à leurs exlrémités à un niveau voulu
quelconque. La pointe S, à Fextrémité de F, était une aiguille d'acier
et la pointe />, un court fil de platine.

On élevait le potentiel de la pointe à l'aide d'une machine Wims-
hurst mue à vitesse constante par un moteur électrique. L'un des
conducteurs de la machine était relié au sol, et l'autre au fil V terminé

Fig. 5.

-Hl i=f

AJLjL-ft

'v:^

^^^

par une pointe P à environ o*^", 5 de distance du disque métallique D.
Ce dernier était relié à l'une des tiges F ou G par le fil isolé W. La
ïnachine de Wimshurst étant en activité, aucune décharge n'avait
lieu à la pointe située à l'intérieur de l'appareil de diffusion, tant que
le fil X relié au sol et le fil W étaient en contact. Quand on les sépa-
'^ail, la décharge en aigrette se produisait aussitôt à la pointe termi-
nant la tige F. On pouvait donc obtenir une décharge constante à
1 inlérieur du tube, pendant un temps voulu quelconque, indépen-
dante des variations initiales et finales de la machine.

La plus grande partie delà charge perdue par la pointe à l'intérieur
«Je A s'en va au sol par l'intermédiaire de la batterie : une faible frac-
lion seulement est entraînée par le courant d'air circulant dans le
tube A.

A cause des charges en suspension dans l'air de la salle (émanées
•n partie de P et en partie des pointes de la machine), on a trouvé
jue des écrans en toile métallique n'étaient pas suffisants pour proté-
ger le fil réunissant F aux quadrants isolés ; il a fallu couvrir les écrans
le feuilles d'étain. Cette précaution prise, et la machine Wimshurst

964 '--s. T0WN6END.

ayant marché pendant plusieurs minutes, Télectromètre ne présentait
aucune déviation.

La marche des expériences était pratiquement la même que celle des
expériences effectuées avec les rayons ultra-violets.

Ions positifs dans l'air sec.

Expériences. H. fi,. />,. V. K.

i 766 162 t6a 3'24 0,0263

2 760 81 129 334 o,o25i

3 761 loi i5o 378 0,0245

4 754 89,4 142 329 0,0247

5 753 180,6 299 324 0,0257

6 767 52,4 77,4 34*^ 0,0216

Expérience 1. — Pointe d'acier dans le tube Q, la pointe élanl au
niveau de la paroi du tube A.

Expériences 2 et 3. — Mêmes conditions, si ce n'est qu'on em-
ployait le tube R pour que le gaz eût une charge plus faible en attei-
gnant le tube T.

Expérience 4. — Comme 2 et 3, avec une pointe de platine sub-
stituée à la pointe d'acier.

Expérience o. — La pointe placée dans la position indiquée par
la figure 6.

Expérience 6. — Comme 1 , si ce n'est que la pointe était soulevée
dans le tube Q à 5**" au-dessus de l'ouverture du tube A.

Fig. 6.

^ s

Les expériences 1 et 5 sont les seules pour lesquelles Feffel de
répulsion mutuelle puisse contribuer d'une façon sensible à la perle
des ions dans le tube T|, de sorte que les valeurs de K déduites de
ces expériences peuvent être un peu trop fortes. La différence d'envi-
ron —^ entre les valeurs obtenues dans les expériences 1 et o, d'une
part, et dans les expériences 2, 3 et 4, d'autre part, est due probable-

LA DIFFUSION DES IONS PRODUITS DANS L*AIR. QÔS

ment à cet effet, et non à une différence quelconque présentée par les
ions.

Les ions qui se mêlent au courant d'air circulant dans A en prove-
nant d'une pointe située à quelque distance du tube A, sont plus gros
que les autres, car l'expérience 0 montre qu'ils se diffusent plus Icn-
lemenl.

Ions négatifs dans rair sec.

Expériences. II. //,. /i,. V. K.

i 768 77. i38 337 o.o38/

2 766 m,i iG5 3-26 o,o3()7

3 758 78,5 i5o 323 o,o368

-4 767 91,2 160 342 0, 039.4

Expérience 1. — Pointe d'acier dans le tube Q, la pointe au
niveau de la paroi du tube A.

Expérience 2. — Idem, pointe de platine au lieu de pointe
d'acier.

Expérience 3. — La pointe dans le tube A dans la position indi-
<iuée par la figure 6.

Expérience 4. — Comme 1, mais la pointe étant soulevée dans le
tube Q à 2*""* au-dessus de l'ouverture pratiquée dans le tube A.

Les trois premières expériences donnent pratiquement la même
valeur pour le coefficient de diffusion, mais l'expérience 4 montre
1" U se produit des ions plus gros quand la décharge a lieu dans le
^"be étroit Q.

Ions positifs dans Vair humide.

Expériences. H. /i,. /i,. V. K.

1 763 44,1 74,7 3i8 0,0277

2 750 71,0 112 396 0,0291

3 750 60 100 323 0,0271

Expérience 1. — Pointe d'acier dans le tube R, la pointe au
Niveau de la paroi du tube A.

Expérience 2. — Pointe de platine dans le tube Q (pour obtenir
des déviations plus grandes).

Expérience 3. — Pointe d'acier dans le tube Q, à 3*"°* au-dessus
de Fouverture pratiquée dans le tube A.

Le soulèvement de la pointe n'a pas eu autant d'effet dans ce cas
que lorsque l'air est sec.

^66 J.-8. T0WN8END.

Ions négatifs dans Vair humide.

EipéricDces. H. /i,. n,. V. K.

1 774 56,4 Ii3,6 321 0,0395

2 750 66,7 121,5 396 00399

3 774 45,8 97,4 321 0,0376

Dans ces Irois expériences, la décharge par l'aigretle avait lieu dans
le tube latéral Q. Dans Texpérience 1, faite avec une pointe d'acier,
et rexpërience !2, faite avec une pointe de platine, la pointe était au
centre de l'ouverture pratiquée dans A. Dans l'expérience 3, la pointe
d'acier était soulevée dans Q à 2*^™ au-dessus de Tou^erture.

Si l'on considère les expériences effectuées avec la pointe au niveau

de lu soudure des deux tubes, on voit que Télectrisation (y

unités arbitraires j la plus grande correspond aux ions qui se meuvent

avec la plus grande vitesse. Ceci provient en partie de la perle de
chaire prtKluite dans le tube A avant que le gaz n'atteigne les tubes T.
S'il se produisait des électrisations égales à la source, on s'attendrait
à trouver que les ions de faible masse, entraînés par les gaz, attei-
gnent les tubes T en plus petit nombre que les gros ions.

CINQUIÈME PARTIE.

EFFET DE LA PRESSION.

La théorie de la diffusion mutuelle des gaz montre que le coeffi-
cient de diffusion est inversement proportionnel à la pression totale
des deux gaz qui se diffusent. Cette loi a été confirmée par les expé-
riences de Loschmidt et autres ( * ).

Les résultats donnés dans la seconde Partie montrent que la loi peut
s'étendre au cas 011 Tun des gaz consiste en ions. La pression exercée
par les ions est tellement faible qu'elle ne peut contribuer à la pres-
sion totale que pour une fraction infime, non mesurable. La pression
totale est donc, dans ce cas, la pression du gaz dans lequel les ions
se diffusent, et nous voyons que, entre les pressions <j-2"»™ et 200""'

(* ) Voir O.-E. Mkyer, Die kinetische Théorie der Gase, Cliapitre VIII ou L. Bolti-
MANN, Leçons sur la théorie des gaz, i'* Partie.

LA DIFFUSION DBS IONS PRODUITS DANS l'AIR 967

de mercure, la vitesse de diflTusion est inversement proportionnelle à
la pression.

On en conclut que les dimensions d'un ion ne changent pas quand
la pression varie entre ces limites.

Ions produits par des méthodes variées.

Les expériences de diffusion montrent que les ions produits parles
rayons de Rtintgen, par les substances radioactives et par les rayons
ultra-violets ont à peu près les mêmes dimensions et sont soumis aux
mêmes changements sous Faction de l'humidité. Le Tableau suivant
des coeflicients de diffusion des ions dans l'air montre qu'il y a des
différences, dans les différents cas, plus grandes que celles que des
erreurs expérimentales pourraient expliquer.

Coefficients de diffusion des ions produits dans l 'air

par différentes méthodes.

Air sec. Air humide.

Ions Ions

Méthode. positifs. négatif:». positifs, négatifs.

Rayons (le Rônlgen 0,028 o,o43 o,o32 o,oi5

Substance radioactive o,o32 o,o43 o,o36 0,041

Rayons ultra-violets » o,o43 » 0,037

Déchar<^e par l'ai tirette ) ' *1

/ 0,0216

0,037 0,028 0,039

6 o,o32 0,027 o,o37

Nous examinerons d'abord les valeurs relatives des charges des ions
dans les différents cas.

On a vu {voir Mémoire précédent) que si la mobilité u de l'ion et le cocf-
ricieot de diiïusion K sont déterminés, on peut comparer la charge e d'un ion
et la charge E d'un ion hydrogène dans l'élcctrolyse, car on a

-. 3 X iqI^u

Ne = T7

^l, d'autre part,

NE = 1,22 X io»o.

On a déjà vu de cette façon, dans le cas des rayons de Rr»ntgen,
que la charge portée par les ions des deux signes est, dans tous les
cas, à très peu près identique à la charge E, les différences n'étant
pas supérieures aux erreurs expérimentales possibles. Pour étendre

gfyS J.-8. TOWNSEND.

une telle comparaison aux ions produits par d'autres méthodes, il
faudrait connaître complètement les mobilités u, et c'est seulement
dans un petit nombre de cas qu'elles ont été déterminées.

E. Rutherford (*) a donné pour la valeur de la mobilité dans Tair
à la pression atmosphérique des ions produits par les rayons ultra-
violets, la valeur l'-'^'yS par seconde. Si nous prenons la moyenne cle>
valeurs de K trouvées dans ce cas pour Tair sec et l'air humide, on a

Ne =1,12 X io*o.

L'effet de l'humidité de l'air sur la mobilité n'a pas été étudié, de sorle
que nous ne pouvons espérer une concordance meilleure avec la
valeur de NE dans l'électroljse.

A. -P. Chattock (-) a mesuré la mobilité des ions produits par
l'aigrette. Les valeurs données sont respectivement i*^™,3^ par seconde
et i*^"',Po par seconde pour les ions positifs et les ions négatifs.
D'autres valeurs, inférieures à celles-là, ont aussi été obtenues et
s'accorderaient mieux avec les valeurs trouvées pour les coefficients
de diffusion, mais l'auteur les considère comme moins dignes de con-
fiance, par suite d'erreurs expérimentales.

La disposition de l'appareil employé pour la mesure des mobilités
était tel que la pointe n'était pas entourée d'un tube étroit, de sorte
qu'on peut prendre les valeurs les plus élevées trouvées par nous pour
le coefficient de diffusion pour correspondre aux valeurs des mobilités
données ci-dessus ; on obtient ainsi

Ne = 1,66 X io*o pour les ions positifs.
Ne = i,4<> X lo**» pour les ions négatifs.

Ces résultats sembleraient indiquer que quelques-uns des ions ont
une charge double, mais on ne peut pas attacher une grande impor-
tance à ces nombres, puisque les coefficients de diffusion montrent
de façon évidente que les ions produits par l'aigrette ont des dimen-
sions différentes suivant le dispositif de l'appareil au voisinage de la
pointe. Pour arriver à une conclusion définie en ce qui concerne les
charges, il faut nécessairement mesurer u et K pour des ions pro-
duits dans des circonstances identiques. C'est ce que l'on pourrait
faire avec l'appareil que j'ai employé pour la détermination des coef-

(^) Proceed. Cambr, phil. Soc., t. I\, 1898. Mémoire traduit dans ce Recaeil.
<•) Phil, Ma^,, t. 3CLVIII, 1899, p. 407,

LA DIFFUSION DBS IONS PRODUITS DANS L*AIR. 969

ficienls de diffusion, et j'espère pouvoir mesurer les mobilités de fa-
çon à obtenir une détermination exacte de Ne.

Cette méthode de comparaison entre la charge d'un ion dans un
gaz et celle d'un ion dans un électrolyte présente une grande impor-
tance, puisqu'elle nous démontre de façon évidente la nature ato-
mique de l'électricité.

Les résultats indiquent qu'il j a identité entre le minimum de divi-
sibilité de la charge électrique dans les liquides et dans les gaz.

Les méthodes employées jusqu'à présent pour la détermination de
la charge en unités absolues s'appliquent à des ions produits dans des
gaz humides, et, comme toutes les mesures sont basées sur la vitesse
de chute d'un nuage, on ne peut guère en attendre une grande pré-
cision. Les résultats montrent que la charge est du même ordre pour
lésions obtenus par différentes méthodes. J.-J. Thomson a mesuré les
charges portées par les ions que produisent les rayons de Rontgen ( ' )
et la lumière ultra-violette (^). Ces valeurs sont à peu près les mêmes,
comprises entre 6 X io~*® et 7 X io~*" unité électrostatique. Elles
ne diffèrent pas beaucoup de celle, 5 x lo"*®, que j'ai obtenue (')
pour la charge des ions dans les gaz chargés produits par l'électrolyse.

Si l'on admet l'identité de la charge dans tous les cas, on doit sup-
poser que ce sont les variations de la masse de l'ion qui produisent
les différences observées pour les coefficients de diffusion. Mac Clel-
land (*), en mesurant les mobilités des ions produits par l'arc ou par
des fds métalliques incandescents, a trouvé que la masse de l'ion dé-
pend dans une large mesure des circonstances dans lesquelles s'effec-
tue Tionisation. Les mobilités subissent de grandes variations pour
de faibles différences de température, ce qui prouve que la masse
de Tainas qui se forme autour d'un ion est très variable. Non pas que
les rayons de Rontgen ou les substances radioactives aient une ac-
tion sur l'air, qui modifie sa tendance à se réunir autour d'un ion
chargé, mais il se peut que Fionisation soit produite de diverses façons
par les différentes espèces de rayons, de sorte que les masses ne
soient pas identiques. Dans les décharges par l'aigrette dans l'air, il
se produirait des actions tendant à grossir les dimensions de l'amas.
Par exemple, les composés oxygénés de l'azote produits pourraient.

(') Phil. Mag., t. XLVI, 1898.
(') PhiL Mag., t. XLVIII, 1899.
(') Phil. Mag., t. XLV, 1898.
(*) Proc. Camb. phil. Soc., t. X.

970 J.~8. T0WN8BND. — LA DIFFUSION DES IONS PRODUITS DANS L

par leur condensation sur le noyau chargé, accroître sa ma
minuer sa vitesse de diiîusion.

On ignore si les rayons ultra-violets ont un effet quelcc
l'air sec, mais C.-T.-K. Wilson ( * ) a montré que, si la lui
pendant quelques minutes sur de l'air humide, un nuage s<
Cet effet doit être très faible dans les expériences actuelle
peut expliquer la différence entre les vitesses de diffusior
produits par les rayons de Rontgen et les rayons ultra-viol

Remerciments au Professeur J.>J. Thomson.

(») Phil. Trans., A, t. CXCII, 1899.

»—*

CONDUCTIBILITÉ PRODUITE

DANS l'hTDIOGÈNB KT LE GAZ CAIBOIIIQIIE

PAR LES CHOCS DES IONS CHARGÉS NÉGATIVEMENT,

Pai John-S. TOWNSEND bt P.J. KIUKBY.
EztraiU tradniU de l'anglais par M. MOULIN.

Philosophieal Magazine, t. I, igoi, p. 63o à 64^.

Après avoir donné une série de résultats d'expériences faites sur Thydro-
g^ne et Tacide carbonique par la méthode précédemment employée pour Tair,
résultats dont les Tableaux suivants donnent un aperçu, les auteurs indiquent
UD raisonnement simple qui permet d'établir la formule qui relie x à /? et à X :

Hydrogène {disiance des plateaux : 5"", 5).

Pressions.

en volts-cm.

4,7.

1,77.

0,84.

0,356.

5,43

i38

8,a

9»!

9,'i

6,4

0.76

25,5

17,2

4i5

66,5

9.5,5

11,2

484

i53

3i,6

I 1,2

553

490

I 1 ,2

Acide carbonique {distance des plateaux : 5""").

Pressions.

en volts-cm.

18,3.

8.8.

3,95.

1,4.

0.68.

0,25.

i4o

19,6

7,6

5,25

5,3

l52

141

35,5

10,8

8,1

7,8

53i

i53

126

162

52,9

760

198

«95

778

660

161

9»^

286

53o

283o

io32

395

lago

83oo

En traversant le gaz âous Tinfluence d'un champ électrique, un ion fait un
certain nombre de collisions avec les molécules, les vitesses au moment du

97^ J.-S. TOWNSBiND ET P.-J. KIRKBT.

choc dépendant des libres parcours. Les conditions du choc varieront ât
diiïércntes manières et ces chocs pourront être considérés comme étant de
diiïérents types. Dans quelques cas, le choc aura pour eiTet de produire deu\
nouveaux ions : un positif et un négatif. Cherchons TefTet d'un accrois«emen(,
dans ia même proportion, de la pression et du champ sur la valeur de 2, quo
nous considérerons comme étant une fonction inconnue de p et de X.

Quand /> augmente et prend la valeur zxp, le nombre total de collisJAn*
par centimètre sera accru dans le rapport s et tous les libres parcours dimi-
nueront dans le même rapport; un champ ^ x \ agissant le long des libn^^
parcours ainsi diminués, produira le même elTet que le champ \ agissant !<'
long des libres parcours initiaux. Le type de la collision ne sera donc pas ahcrè
et le seul eiïet de Taugmentation de /> et de X sera d'augmenter, dans le rap-
port s, le nombre de collisions par centimètre d'un type déterminé. En particu-
lier, les chocs qui produisent de nouveaux ions seront accrus dans le rapport z.

La relation entre les trois variables a, /> et X doit donc être telle que,
lorsque /> et X varient dans le même rapport, une variation semblable se pro-
duise pour a. En général, si a = 4>(X, />), on aura

z% = ^(zK^zp) et w*(X, /?) = 4>(5X, s/?),
4> est donc de la forme

et Ton a

Cette équation ne fait intervenir aucune hypothèse sur les vitesses des ion*
avant ou après le choc. Si nous prenons les valeurs de a pour une pression

X a

donnée et si nous traçons une courbe de coordonnées — et — > son équation

sera^=/(a7), la môme pour toutes les pressions.

Les figures 1 et 2 représentent ces courbes pour l'hydrogène et le gai
carbonique à deux échelles diiïérenles. La constante n^ qui représente le
nombre d ions produits par la radiation a été déterminée, pour les pressions
élevées, au moyen des courbes. F^our les pressions faibles, les auteurs pré-

riences précédentes le rapport — qui correspond à un champ X et en déier-

minant n pour ce champ (80 volts par centimètre), la détermination directe
de fiq conduisant à employer des champs trop faibles. Les valeurs maxima

obtenues pour - sont 11, 5 pour l'hydrogène et 29 pour CO* (*).

(*) Des déterminations plus précises des valeurs de — correspondant aux plu

X ^

grandes valeurs de » ont été obtenues plus tard par des observations sur la coodac

tibilité produite par la lumière ultra-violette. {Note de Vautew.)

KDtCTlBtLlTÊ PRODUITE PAR LES CHOCS DES IONS CHAICÉS NÉGATIVE VENT. g;3

.es résultais, auxquels nous sommes arrivés, nous permeltenl de
oparer les chemins libres moyens des ions avec ceux des mole-

-ff'

S/f..

20 -> 30 40 50 60 70

90 100 , m

le». Nous avons trouvé qu'un ion négatif fait i i,5 collisions par
iitimètre dans l'hydrogène à la pression de i""" el 29 collisions par

ig-

!i-

>(«.

-T

-r

-^tL

J-

T*'

f^'

■f^

8 0

eniimùlre dans l'acide carbonique à la même pression. Les chemins
Ires moyens à celle pression sont donc les inverses de ces nombres.

LA CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES GAZ

A L'AIDE DE LA LUMIÈRE ULTRA-VIOLETTE,

Pai John-S. TOWNSEND.
EztraiU tradniU de l'anglais par M. MOULIN.

Philosophical Magazine, t. III, igo?, p. 557 ^ ^7^-

2. L'appareil emplojé dans ces expériences est représenté figures i
et 2.

La conductibilité avait lieu entre les deux plateaux parallèles A
et B {fig* i). Le plateau A était en quartz argenté sur sa face inlé-

l'ig. I.

rieure pour avoir une surface conductrice. Sur l'argenture était tracée
une série de lignes parallèles fines pour permettre à une partie de la
lumière de passer à travers la plaque et de tomber sur la surface du
plateau inférieur B qui était en zinc. La plaque A reposait sur un
chapeau de laiton C, et le joint était rendu étanche. Un tube courl
d'ébonite E était vissé, sur la partie plate du chapeau sur lequel repo-
sait la plaque de quartz, et un disque de métal F était fixé à l'exlré-

LA CONDUCTIBILITE PRODUITE DANS LES GAZ.

975

mité inférieure du tube d'ébonite. Ce disque était ainsi relié rigide-
ment au plateau de quartz et lui était parallèle. La distance entre les
plateaux A et B se réglait au moyen de la vis S qui tournait dans un
(ilet de pas d'un demi-millimètre, taraudé dans la plaque F. Le large
lube de verre D qui contenait l'appareil était rodé à l'une de ses
extrémités et le chapeau de laiton y fut mastiqué. L'autre extrémité
était réunie à un tube plus étroit d'environ 33 inches (89*^"*) de lon-
j^ueur qui plongeait dans un récipient contenant du mercure.

Fig. 2.

Le tube d'ébonite E était percé d'une ouverture pour laisser passer
librement le gaz de l'espace compris entre les plateaux vers les autres
parties de Tappareil. Une pièce d'ébonite courte était fixée à la vis S,
et la tige R, passant à travers la colonne de mercure placée au-des-
sous de D, s'adaptait dans une entaille de l'ébonite. On pouvait faire
varier la dislance entre les plateaux sans changer la pression en tour-
nant 1 extrémité de la tige R, qui était recourbée comme l'indique la

ligure 134.

L'appareil était relié à une pompe de Tœpler et à une jauge de
Mac Leod. Une petite variation de pression pouvait être décelée au
moyen de la jauge et l'on trouva que la pression ne variait que de
cinq centièmes de millimètre pendant une série d'observations.

976 J.-8. TOWNSEND.

Quand on expérimentait avec Thydrogène ou Tacide carbonique,
une certaine quantité de gaz frais était introduite dans l*appareil avant
chaque série d'expériences pour que la petite fuite ne puisse avoir
aucun effet appréciable sur les résultats.

La connexion métallique avec le plateau de zinc était obtenue à
Faide d'une lige passant à travers le tube latéral T. La tige entrdil
dans l'appareil à travers un bouchon d'ébonite placé à Textrémité du
tube latéral et était ainsi isolée du tube de verre.

Le plateau de zinc était relié à Tune des paires de quadrants d'un
électromètre, l'autre paire étant au sol. Le (il reliant Tappareil aui
quadrants isolés passait au centre d'un tube de laiton mis au sol pour
éviter d'avoir des effets d'induction. Le plateau argenté A était relié
au pôle positif d'une batterie de petits éléments Leclanché dont l'autre
pôle était au sol. Pour faire des expériences à champ constant, le
nombre d'éléments employés était proportionnel à la distance entre
les plateaux.

.... Des bandes de papier d'étain entouraient le tube d'ébonile (ii
peu près à égale dislance du chapeau de laiton et du disque E) el
étaient reliées au sol à travers un second tube latéral (non représenté
sur la figure). Ce dispositif empêchait les fuites, par la surface de
l'ébonite de la plaque A vers le plateau relié à l'électromètre.

La lumière ultra-violette était produite par l'étincelle de décharge
d'une bouteille de Leyde, éclatant entre deux pointes d'aluminium.
Lne bobine d'induction servait à charger la bouteille de Leyde.
L'appareil producteur de la lumière était entièrement entouré d'un
écran métallique relié au sol, de sorte que l'étincelle ne pouvait avoir
aucun effet direct sur l'électromètre.

L'étincelle était au foyer d'une lentille de quartz placée dans une
ouverture de l'écran au-dessus des plateaux parallèles A el B. In
écran de plomb percé d'une ouverture circulaire de i*^™ de diamètre
était placé entre la lentille et le plateau de quartz, pour limiter la lu-
mière sur la portion centrale du plateau de zinc. Ce dernier avait
2'"", 4 Je diamètre, de sorte que, lorsque la lumière tombait sur lui,
la conductibilité n'avait Heu que dans la région de champ uniforme.

3 à 7. Les observations étaient faites comme précédemment en laissant
passer la lumière pendant un temps connu et notant la déviation de 1 electro-
mètre. Pour comparer les courants obtenus avec différentes distances des pla-
teaux, une petite correction a été faite pour tenir compte de la variation de
capacité due à leur rapprochement (2,5 pour loopour le déplacement de 5
à i""). Les conductibilités /i|, /i» et /I3 ont été déterminées pour trois di?

rinBi

LA <:0NDVCTIB1LITÉ PRODllTE DANS LES GAZ. 977

tances rf|, d^ et d^ telles que

dt— dx=^ d^— dt,

le cliamp et la pression restant constants.

D'après la formule

n = /loE*'',

les conductibilités doivent satisfaire à la condition

rit /I3
n, /i,

En opérant ainsi, ii n'est pas nécessaire d'employer des potentiels trop élevés
qui donnent des conductibilités si grandes qu'elles ne peuvent être attribuées
à cette seule cause d*ioni«ation. La seule production dos ions par choc des ions
négatifs ne peut expliquer le phénomène de la décharge continue, une autre
cause est en jeu et ces expériences montrent qu'elle commence à se faire
sentir pour des potentiels beauco*ip plus bas que le potentiel disruptif.

Celte deuxième cause d'ionisation n'a été que très incomplètement étudiée;
les Tableaux suivants n'en donnent que quelques exemples.

Dans ces Tableaux, X est le champ en volts par centimètre, n le courant
(déviation de l'électromètre) corrigé, l'indice indiquant la distance des pla-
teaux en millimètres. R est le rapport de chaque courant au suivant.

i. — Air : Pression 6

m III

/!,.

la-

"s-

"— *^^^^^^^»— - *■

>^-— ^ — -.

35o

»6,9

»9>2

•2'1 , JL

1,14

5i5

20,7

37, >

<"'9

1,81

1,84

700

28, -2

97.^

345

3,47

3,53

IV. — Air : Pression o'"'",375.

fi,.

1^3-

n,.

— ^^^

i6'À

126

1,83

2,00

3'>o

35,3

168

2,1

2 , 26

438

'23 I

2,35

•2,34

5'2'>

44,5

ii3

280

2,53

2,48

VU. — Hydrogène : Pression 3o

/i,.

n,.

0^~ "^^^^^^^^gmA

' -^ -

lOÎO

70,2

101 ,5

« ' '
144

1,44

1,43

i4oo

Il 1

275

•2,48

1750

208

990

•)

4,75

S. P.

^^ J.-S. TOWNSEND.

\- — Bvdrri^cHius : PresÂoa i"".*i.

1,-

1,.

^— *-N

rt. ."

\\é

a.o5

i.i6

♦

«M-

2.6-î

l.»0

»7 ^"^ 3* ^^' i.^ 1.93 2,4^

.5.

r.li 1,33

i 4 "2 »

?j 5.JJ 2,07

41» 1 ?5 i,d6

»,\* - •»«« , '~~ v

LA CONDUCTIBILITE PRODUITE DANS LES GAZ.

979

L'égalité des rapports — et — montre que la conductibilité est proportion-

Ail /Ij

nelle à e*'', d étant la distance des plateaux et a une constante dépendant de
la pression et du champ. Dans certains cas, ces rapports ne sont pas égaux,
le second étant de beaucoup le plus grand. Ceci se produit dans l'hydrogène
pour des champs plus faibles que dans Pair (X et XI). L'auteur réserve
l'examen de ces faits et se borne à discuter les effets produits par le choc des
ioDs négatifs.
Il lire a de la formule précédente, d'après les valeurs trouvées pour les

rapports — et — (en ne tenant pas compte des valeurs de — plus grandes

/Il n.

que -^Y Les figures 3 et 4 représentent à deux échelles différentes les'
ni/

Fig. 3.

<L /X*

courbes — =/( — )* ^n traçant la tangente qui passe par l'origine, on obtient

-(comme on Ta vu dans un Mémoire précédent) la valeur maxima de a qui
correspond à un champ donné X lorsqu'on fait varier la pression. Les coor-
données des points de contact pour l'air, l'hydrogène et l'acide carbonique
sont respectivement

6,1,

- = 5,2,

— = 35o,
P

2,35,
i6o,

38o.

Si X est constant, et si l'on fait varier la pression pour obtenir le maximum
•de conductibilité, la valeur de a sera

5,2X

2,35X
[6o

6,iX
38o

On peut remarquer que ces trois nombres sont sensiblement égaux.

gSo

J.-S. TOWNSEND.

Si les ions négatifs auxquels nous avons affaire sont les mêmes que ceux
qui sont produits dans un gaz par les rayons Rôntgen, les valeurs de 2 doivent
être les mêmes dans les mêmes conditions de champ et de pression. Si Ton
compare les résultats, on voit qu'il en est ainsi. La comparaison des courbes

Fig. 4.

15
14

^îd(

c-'*''

>•

•

Hvdrbaènè

_, j

ÇfT

-M.

r—

3(1

1100

1300

1400

-f

montre que, toutefois, il existe des différences, surtout pour les grandes

valeurs de— • Cela tient à ce que, dans les premières expériences, les diffé-
rences de potentiel employées étant trop grandes, d'autres sources d'innisa-
tion intervenaient comme nous venons de le voir pour l'ultra-violt'l. La valeur
de % obtenue pour les rayons de Honlgen était alors trop élevée. De plu»,
dans ce cas, Tionisation initiale n'est pas uniforme par suite de la présence
de rayons secondaires.

Les courbes correspondantes aux rayons Rontgen sont tracées en trait
ponctué pour Thydrogéne et Tacide carbonique. Dans le cas de Tacide carbo-
nique, les deux courbes coïncident pratiquement dans une grande étendue.
Pour ne pas compliquer la figure, on n*a pas tracé la courbe de Tair pour les
rayons Rontgen; elle se placerait entre les deux courbes air et acide carbo-
nique.

8. Les résultats obteaus avec les plus petites valeurs de ~ sont

suffisants pour amener à conclure que les ions nég:atifs produits par
les chocs des ions négatifs et ceux émis par le zinc sous l'influeiice
de r ultra-violet, sont identiques aux ions produits par les rayons
Rontgen dans le même gaz. Les expériences faites avec Tultra-violel
montrent que les ions négatifs produits dans un gaz quelconque par

LA CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LKS GAZ. 98 1

le choc des ions émis par le plateau de zinc sont identiques à ces
ions émis par le zinc. Par conséquent, les ions négatifs produits par
les rayons Rontgen dans un gaz quelconque sont identiquement les
mêmes que les ions libérés par Faction de Tultra-violet sur le zinc.

Nous sommes aussi conduits à conclure de ces expériences que
ces ions négatifs sont petits par rapport aux molécules des gaz.
Une molécule de gaz fait quatre fois plus de collisions qu'un ion né-
gatif en traversant la même épaisseur de gaz sous la même pression.
De plus, la propriété qu'ils possèdent de produire de nouveaux ions
ne doit pas appartenir aux ions positifs dans les mêmes conditions de
champ et de pression. Ces propriétés de l'ion négatif montrent qu'il
doit être petit par rapport à la molécule d'hydrogène, à la fois au point
de vue de la masse et des dimensions linéaires.

9. La dimension de l'ion négatif, soumis à l'action de champs faibles,
peut s'estimer d'après les mesures de diffusion ou de la vitesse qu'il
prend sous l'influence d'une force électromotrice. En déterminant
cette dernière dans l'air, Rutherford ( * ) fit des expériences sous des
pressions variant de la pression atmosphérique à 34"™. Aux plus
basses pressions, un champ d'environ 5o volts par centimètre était

employé, de sorte que la valeur de — était plus petite que 2. Les

résultats des recherches de Rutherford montrèrent que les ions néga-
tifs sont tous de même grosseur, dans cette étendue de pressions, et
sont gros par rapport aux molécules.

D'un autre côté, on peut voir, d'après les expériences décrites
dans cette Note, que les ions dans Thydrogène à 67"*'" de pression
ont une masse petite tant qu'ils sont soumis à un champ de 1760 volts
par centimètre, puisqu'ils en produisent d'autres par chocs. D'après

— 1> il est à

supposer que les ions négatifs resteraient de faible masse à toute
pression et en produiraient d'autres par collision, si le champ élec-
trique était suffisamment grand. Ceci découle immédiatement du fait

que la vitesse au moment du choc dépend de la valeur de — •

Il résulte de ces recherches que, lorsque des ions sont produits
dans un gaz, les ions négatifs sont d'une grosseur déterminée, indé-
pendante du gaz et petite par rapport à celle des molécules d'hydro-

(») E, Rutherford, Cambridge Phil. Soc,, Vol. IX, 1898, part VIII.

982 J.-S. TOWN8BND.

gène. Quand le rapport — est petit, les ions positifs et négatifs

acquièrent rapidement les propriétés de masses grandes par rapport
aux molécules, effet que Ton attribue ordinairement à la formation

d^un cortège de molécules autour des ions. Si le champ agissant

sur le gaz croît, et que le rapport '— dépasse une certaine limite,

quelques-unes des collisions entre les ions et les molécules seront
suffisamment violentes pour empêcher la formation d'un cortège de
molécules autour des ions. Sous Tinfluence d'un accroissement ulté-
rieur du champ, les ions négatifs choqueront les molécules avec une
vitesse suffisante pour les dissocier en ions positifs et négatifs. La
masse apparente des ions dépend donc du rapport du champ élec-
trique à la pression.

10. Les résultats de ces expériences jettent quelque lumière sur la
constitution de la molécule. Nous sommes conduits à conclure qu'il
est possible de détacher de la molécule d'un gaz une particule qui
est petite, au point de vue de la masse et des dimensions linéaires,
par rapport à la molécule d'hydrogène, et que les particules détachées
des molécules de différents gaz sont identiquement les mêmes.

Le professeur Thomson a montré précédemment ( * ) que la masse
d'un ion négatif provenant d'un plateau de zinc est petite par rapport
à celle de la molécule d'hydrogène. La méthode qu'il a employée
n'invoque aucune des hypothèses admises dans les présentes re-
cherches.

Un nombre considérable de phénomènes, liés à la décharge élec-
trique dans les gaz, peuvent être expliqués, d'une manière générale,
en prenant en considération les propriétés physiques de ces ions
négatifs. Ainsi, on peut rendre compte de certains effets de variation
de pression, du champ électrique et de la distance des plateaux. De
même, la haute conductibilité des gaz sous l'action de champs alter-
natifs rapides doit être due à ce que les* ions traversent de grandes
distances avant de se décharger sur les électrodes. Il y a, toutefois,
bien des phénomènes pour lesquels ces propriétés physiques ne four-
nissent aucune explication : telle l'apparition aux électrodes des
constituants des gaz composés.

Les expériences faites avec la lumière ultra-violette montrent que,

(*) J.-J. Thomson, Phil. Mag , décembre 1900.

LA CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES GAZ. 983

lans Taride carbonique, la condurtibililé doit provenir de la produc-
ion d'ions négatifs pelils. Je continue en ce moment les recherches
ivec d'autres gaz et vapeurs pour en obtenir quelque preuve supplé-
nenlaire, et l'on peut s'attendre à ce que de semblables phénomènes
»e montrent avec d'autres gaz composés.

SUR LA CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES GAZ

A L'AIDE DE LA LUMIÈRE ULTRA-VIOLETTE,

Par John-S. TOWNSENI).
Traduit de l'anglais par M. MOULIN.

Philosophical Magazine, t. V, igoS, p. 889 à 398.

Dans cette Note l'auteur donne d'abord les résultats de quelques expériences
faites, par la méthode précédemment indiquée, sur l'acide chlorhydrique et la
vapeur d'eau, résultats qui lui permettent de conclure que les ions négatif
produits par les chocs dans l'air, l'acide carbonique, Thydrogéne, la vapeur
d'eau et l'acide chlorhydrique, sont identiques aux ions émis par le zinc «ous
l'influence de la lumiérr ultra-violette (dans le cas de la vapeur d'eau, l'appa-
reil n'était pas relié directement à la trompe pour éviter i'introductioa de
vapeur d'eau dans cette dernière; un dispositif spécial permettait d'en déter-
miner la pression : se reporter au Mémoire, PhiL Mag.y t. V, 1908, p. 890 )•

Nous extrairons des Tableaux donnés par M. Townsend les quelques résul-
tats suivants :

H Cl.

Pression.

/i,.

n,.

/*3.

/I4.

/ij.

- ■^- - -^^

l5,2

io5o

32,5

56,5

1,74 ij3

5,1

35o

48,5

-4

1,57. 1,53

5,1

875

5i,5

268

1600

5,2 5,o5

0,98

525

20,5

176

53 1

2,9 3,0 3,0

o,ç)8

700

26,6

36 1

1570

3,7 3,7 4,4

0,595

35o

117

495

4,04 4,14

0,595

700

4G.5

122

35o

2,6a 2,86

H«0.

Pression.

11-

71,.

n,.

' ^ ■ >

6,5

35o

53,5

114

'.47

1,44

6,5

700

ii5

3i3

870

2,r3

2,78

2,l4

35o

54,5

i85

601

3,39

3,25

2,37

525

187

194

2,62

2,64

SUR LA CONDUCTIBILITE PRODUITE DANS LES G4Z.

985

Pour la vapeur d>au. il était dilficile de maintenir la pression constante
par suite de condensations.

Fig. I,
4

(

■^

100

200

Dans un grand nombre de cas, les rapports -^ et — ^ sont égaux; mais, pour

/Il /ij

Fig. a.

—

^^^

HCI

;

A-

«»K

«^

•<

H'n-

n y^

}

çc

(

500

1000

1500

des champs suffisamment grands, le rapport augmente avec la dislance des
plateaux, ce qui montre qu'une autre cause d'ionisation entre en jeu.
Les courbes des figures i et a représentent, comme précédemment, les

986 J.-S. TÙWSSKSB.

CE X

valeurs de - en fonction de — • On peut voir, ici encore. qa'aaecoBrbeoiiiqQe
P P

passe par tous les points, ce qui apporte ane nouvelle coBfinaatioB a ia théorie.

J^ai déjà montré comment on peut déduire de ces résaluii> quelques
propriétés physiques des gaz et des ions, telles que le chemin libre
moyen d'un ion et la valeur approximative de la dîmension d'une
molécule. La première de ces quantités peut se trouver en détermi-
nant le nombre de molécules qu'un seul ion rencontre en traversant
|Cin J^ g^2; ce sera la valeur maxima vers laquelle tend z quand le
champ électrique augmente. Dans ce but, une simple étude des
courbes obtenues dans le cas de la lumière ultra-violette e<t suffisante.

Soit un ion qui se déplace dans un gaz sous Faction d*un champ
électrique X. La vitesse avec laquelle il rencontre une molécule
dépend de son libre parcours avant la collision. Supposons que deux
nouveaux ions prennent naissance chaque fois que la vitesse as
moment du choc excède une certaine valeur, de sorte quun ion
acquerra la Mtesse nécessaire sous l'action d'un champ X s'il par-
court un chemin x tel que Xx^V, V étant une différence de poten-
tiel constante. Supposons que le gaz soit sous la pression de i**et
soit N le nombre de rencontres d'un ion avec les molécules du gax

quand il parcourt une distance de i*"'". Le chemin libre mojenseraj^

et le nombre des libres parcours qui excèdent la distance t
sera Ne"'^'. (^uand Xx=V, de nouveaux ions seront produits, de
sorte que le nombre d'ions que produit un seul ion, en traversant

,«ni jg g32, sera Ne ^ . C'est la valeur a correspondant à X quand
y» = 1 . Les équations des courbes seraient donc de la forme

_ ?iV

a = Ne ^ , où N et V sont des constantes à déterminer à l'aide de
points quelconques de la courbe. Cette formule simple donne les
valeurs de a avec une réelle exactitude pour les champs intenses et
les Tableaux suivants montrent comment elle s'applique aux gai qui
ont été examinés.

^i> ; N = l5,2, V = 25, o.

X = 1400. 800. 600. 400. 200. 100. ÎO-
a d'après la courbe 12 9,4 7,9 5,8 2,5 0,73 o/iS

_ 1^
a = N£ ^ 11,6 9,4 8 3,8 2,2 o,>3 0,07

a d'après la 2" formule 11, 3 9,5 8 5,9 2,6 o,G6 0,16

SUR LA CONDUCTIBILITE PRODUITE DANS LES GAZ. O87

Hydrogène : ^ = S^b y V = !25,i.

X = 1-200. 400. 300. 200. 100. 50. 30.

a diaprés la courbe 5,i 4,1 3,6 2,8 1,37 o,36 0,08

« = Ne ^ 5,0 4,0 3,5 a, 8 1,37 o,35 o,o5

Acide carbonique ; N = 18,9, V = 23,9.

X= 1200. 800. 600. 400. 300. 200. 100. 50. •

2 d'après la courbe .. . i3,8 11 9 6,4 4,8 '>i,8 0,82 o,i5

a=N6 ^ i3,-2 II 9,2 6,4 4»^ a, 18 o,25 o,oo3

Acide chlorhydrique ; N = 22,2, V = i6,5.

X= 1500. 1000. 700. 400. 300. 200. 100. 70.
a d'après la courbe. . 17,6 i5,4 i3 8,9 6,8 4,i 1,21 o,4o

31= Ne ^ 17,5 i5,4 i3,i 8.9 6,5 3,5 0,57 o,ia

Vapeur d'eau .* N = 12,7, V = 20.

X = 900. 500. 300. 200. 100. 60.

s d'après la courbe .... 9,4 7,3 5,i 3,6 i,3i o,44

(i=Ne ^ 9,4 7,3 5,1 3,2 0,85 1,19

Ainsi, pour Tair, quand N = i5,2 et V=: 25 nous obtenons les
valeurs de a données par le Tableau III. Les valeurs de a données
d'après les courbes (dans la première Note) sont données dans le même
Tableau, la pression/? étant de i*"*".

Les valeurs de a correspondant aux champs les plus intenses con-
cordent, comme on peut le voir, avec les nombres obtenus par la

formule simple a = Ne ' , de sorte que N représente la valeur
maxima de a, ou le nombre de chocs que subit un ion en traversant
r^de gaz sous la pression de i'"'".

Puisque la formule ne concorde pas avec les résultats expérimentaux
pour les plus petites valeurs du champ, il est nécessaire de modifier
I hypothèse primitive pour obtenir l'explication des résultats dans
toute l'étendue de variation du champ.

On a supposé que deux nouveaux ions, un positif et un négatif,
sont produits par un choc dans tous les cas où la vitesse dépasse une
certaine valeur. Il est probable qu'il y a, à côté de la vitesse de l'ion

9**8 J.-S. TOWNSKND.

néf;at if, d'autres causes qui déterniiiienl ce qui se passe au moment di

clioc, de sorte que des ions pourront être produits dans certains cas

quand l'ion négatif rencontre la molécule avec une vitesse relativemeol

faible. La comparaison entre les nombres obtenus expérimentalemot

_xv

et ceux qui sont donnés par la formule a = Ne •*" montre que ceci
fournit Texplication la plus correcte, \insi, pour Tair, ce sont seut
ment les plus grandes valeurs de a que l'on retrouve en supposant
que l'ion négatif doit avoir une vitesse correspondant à une chute de
potentiel de 25 volts. Il est évident, d'après les valeurs de aobtenaef-
pour les champs les plus faibles, que de nouveaux ions sont produits
quand la vitesse est plus petite que celle-ci. Prenant la valeur i5,i
déjà obtenue pour X, nous pouvons arriver à une formule plus con
recte si nous prenons en considération quelques collisions pour les-
quelles la vitesse est aussi petite que celle qui correspond à une chute
de potentiel d'environ lo volts. SoitCi le nombre moyen de nouveaux
ioas provenant de C collisions pour lesquelles la vitesse est compiise
entre les vitesses correspondant à lo et à 20 volts. Soit Cj le nombre
prx^veiuQt de C collisions quand les vitesses sont comprises entre
celles «|uî ci.>iTespondent à 20 et à 3o volts. On peut supposer que,
pour des voltages supérieurs à 3o volts, la vitesse acquise sera suffi-
sante ^K>ur produire de nouveaux ions à chaque collision.

l.e nombre de collisions qui se produisent par centimètre quand la
\Ues^e est comprise entre celles qui correspondent à 10^***** et à 20^*",
est

l.e uv»mbrt» moven d'ions provenant de ces collisions sera

^ X oxprtmeru vlv^uc j^r lu somme de trois termes

ÎOX 30 .\\ 30N

WX 1M\ ^ / ÎOX 30 .\\ 30X

C C
l.t* uoiuliv N a vloià elt* déterminé et il reste à déduire -^ el -r^^^

experieiues. Ou ti\>u\ora que les formules donnent des résultai? e»
acc«ud a\ec reux qui tmt été obtenus pour Tair, quand

-.-— v».iiS, --:^o,i4<j et N = ij,2.

SUR LA CONDUCTIBILITÉ PRODUITE DANS LES GAZ. 989

Les nombres correspondant aux diflérentes valeurs du champ sont
donnés dans la dernière ligne du Tableau précédent pour Tair.

Dans le cas de Thydrogène, les résultats expérimentaux sont très
bien représentés en supposant que des ions sont produits dans quel-
ques cas quand la vitesse correspond à environ 20^"*^. Pour les autres
^az. il semble que les chocs pour lesquels les vitesses correspondent
à environ S"'^*'* ou lo****** donnent lieu à une production de nouveaux
ions dans certains cas.

D'après cette théorie, il n*est possible de trouver qu'une limite
supérieure de l'énergie nécessaire pour ioniser une molécule. Une va-
leur précise de cette dernière quantité ne peut être tirée des expé-
riences. Il n*y a qu'une très faible probabilité pour qu'un ion positif en
produise d'autres par choc quand il possède l'énergie cinétique qu'il
acquiert en se déplaçant entre deux points dont la diflerence de po-
tentiel est de lo"""''* à 20*""*. Les ions positifs ne sont pas, par consé-
(|uent, aussi efficaces pour produire des ions que les ions négatifs, de
*orle qu'il est permis de supposer que des ions peuvent être produits
par d'autres causes plus efficaces que les ions négatifs.

Depuis que j'ai mis en évidence que des ions sont produits par des
ions négatifs dont la vitesse, au moment du choc avec la molécule,
e>t relativement faible, un certain nombre de Notes ont été publiées,
dans lesquelles ce principe a été appliqué à la décharge continue ordi-
naire dans un tube contenant des gaz à basse pression. Dans l'une de
ses Noies, sur ce sujet, J. Stark (*) renvoie à mon travail et déclare
que les vitesses que j'ai données dans ma première Note sont trop
faibles. Suivant Stark, un ion négatif doit se déplacer entre deux
puints dont la différence de potentiel est de 5o^"*** pour acquérir une
\itesse suffisante pour produire de nouveaux ions par choc, parce
qu'il y a une chute de potentiel de So''***'* au voisinage de Tanode
quand une décharge continue se produit dans l'air. Même si l'on
admettait que la chute de potentiel à cette électrode puisse s'expliquer
par cette propriété de Tion négatif en mouvement, le phénomène ne
d(»nne aucune jraison de supposer que de nouveaux ions ne sont pas
produits par chocs quand la vitesse de l'ion négatif est plus petite que
celle qui correspond à So'"'''**.

La longueur des chemins libres moyens d'un ion négatif qui se
déplace dans un gaza i'"'" de pression est donnée en centimètres dans

(') J. Stark, Annalen der Physik, 190a, Band Vil, p. 437.

99^ ^«-S. TOWNSBND. — SUR LA CONDUCTIBILITE PRODUITE DANS LES GAZ.

le Tableau suivant. Les chemins libres moyens sont les inverses de>
valeurs ci-dessus de N.

Si nous supposons que le choc entre un ion négatif et une molécule
se produit quand Tion arrive à une distance R du centre de la molé-
cule, R est alors déterminé par l'équation icR*^/i = N, où n est Iç
nombre de molécules par centimètre cube d'un gaz à i"" de pression.
Les valeurs suivantes de lo'xR en centimètres ont été déterminée>

en prenant n égal a — r- — •

Le rayon S de la sphère d'action déduit des expériences de visco-
sité est donné dans la troisième ligne du Tableau. Ces valeurs ont été
tirées des valeurs données pour irS^No par Meyer (Mkyer, Kinetic
theory of gases, p. 3oo), Nq, nombre de molécules par centimètre
cube de gaz à 760"*" de pression, étant pris égal à 2 x lo** comme
dans le calcul fait précédemment pour R.

Air. H«. C0«. H CI. H^O.

Chemin libre moyen ??•• • 0,066 0,182 o,o53 o,o45 0,079

io»x R 1,36 0,82 1,52 1,64 1,24

io»xS 1,72 1,26 2,07 2,00 1,99

La quantité 2 S est la plus petite distance entre les centres dedeui
molécules pendant une collision et n'est pas la même que 2R. Cette
dernière quantité est déduite de la valeur maxima de a, de sorte que,
dans ce cas, nous ne considérons que les collisions qui donneraient
naissance à de nouveaux ions si l'ion négatif se déplaçait avec une
certaine vitesse.

Il ressort des nombres ci-dessus, qu'un ion négatif peut passer à
l'intérieur de la sphère d'action de la molécule avec une grande vi-
tesse sans produire de nouveaux ions.

»•••«

PRODUCTION DES IONS

PAR LES CHOCS DES IONS POSITIFS DANS UN GAZ

THÉORIE DU POTENTIEL DISRUPTJF,

Par John-S. TOWNSEND.
Traduit de l'anglais par M. MOULIN.

Philosophical Magazine, t. VI, 1903, p. 698 à 618.

1. Dans une Note publiée dans UElectrician^ 3 avril 1 908, j'ai
donné un aperçu d 'une méthode à l'aide de laquelle on peut étudier
<|iielques propriétés des ions positifs. La présente Note contient un
ciposéplus complet de la théorie de la production des ions parles ions
positifs et de son application aux expériences qui ont été faites avec
l'air et l'hydrogène.

La théorie est basée sur la détermination de la conductibilité
qui se produit entre deux plateaux parallèles quand de la lumière
ultra-violette tombe sur le plateau négatif.

Sous l'action de la lumière, un certain nombre n^ d'ions négatifs
sont libérés et ces ions en produisent d'autres pendant leur passage
^ travers le gaz. Si la pression p et le champ électrique X sont con-
stants, pour les petites valeurs de — et de la distance a entre les pla-
teaux, le nombre d'ions négatifs qui atteignent l'électrode positive
-st /loC**'. La quantité a dépend de la pression et du champ électrique
•t représente le nombre d'ions que produit un ion négatif en traver-
sât i*""de gaz.

Pour de grandes valeurs de — et de a, le nombre d'ions négatifs
tteignant l'électrode positive est plus grand que /loS***? ce qui montre

-"*- -""'** '- ti't:^-- ar-au- im.iiii ii titTèr^iUM-î it* pi cefctKl entre
, -— ? Lr^ — '^-îrrr-Tit— nii -^uvr^m ^le nnis^ •*> ..'ira c Itères

•;r r"»»Tîi"* m? l?^raàL•z*^ tiuuii- leul -?*? ietenuin^^r csir cette
-,-«, — .» -^mn»— vOL m*- 'Ht- •>izi*Àii«m »t>t |jni«lujir^ \,..ir [^^ chocj!
— -1* t'TTîir-r-f ^ftnsss-- • Tir^ r-* n«.»itffule>. ian^ rta •• iiiim uni-

'^-- - JL * •'" ^^*-^ '^^■' -îUTH :e- poreatit-is- àia-i c^ilculés

"» . •«

I. . "Ui*? O- *nrTin: attias**- -fiiTP'ieî" |)iateuii.\ pair* Ll«-Ie5 quand
— j_r .^—îii-i.» 'jïtscxÎT; X i :'>ià-. '^n jjrrMiuÎM*!!! i Hitir»f> par colli-
^. ^ uiiiar*-r .netti*^ -i****** «t^ -riHTienff^î?' ippr»»pn*tt?^ ^ la vérifi-

— n i«^imir^ .. _ -nfc- Hîtauê- LSirt lu piateuu arftiJitif. c*e> ions

» - -M.fcitux r '«^ -f «Aie-.ui [jMHtif ''o pnniiiironl d autres

iiL=- • -JA * -û- a»aMir^ - -'^ t*î" àiTn**ra -nir le pUteau poîiilif.

-*• — iiiï" ••— sEDr r-'i!iil5 laIl^ le :z}u: •?♦* 'l«:fpL*<*en.>nt dans

-^ .^ii-. •; .u*ia- ~m»i»i^f <:& imr «'fîi- luiiir '»iil: .iii>si la propriété

., .* •..ix*,a=- -ui»N^'^ :-. jiir 4lIllCIpaUt»Q•ie•^l•»?»^llut^de^e\pé-
••..M - .ir "- MIS" lif^aE- -■ irtaiii*- pHnluiti- par Ir» rhv»c d'un ion
< «.i.- -ur^ M!r ■i»**r'î»r araiT^ T*»!!! rdeatit{uifîs>aiL\ i».in5 positifs et
r- 1.41- r»'*«ui-- a*r T -afc* f m ua aiîtoitif- En ippli'iuant la théo-
-^îTrt • 'ir «^ !» -«5**j«^r lu me -reuJe »?>pei'r» dioii positif

^ ^ " wfe «nam hi ulateau ae:iatif el soit /île

jj ; "CL- -u. xrT'»raâ 7«ir le plateau positif : ft—no'\ons
ir- •••M'i*- -^iif^ " * --«fc**- a«s- -•* -2ii. Sjieat /? le aombre d'ions

.« 'c-ïi*. ^ ^ ^ iioirr»* iitra-vuMHtt" -ur un pl.itcati rnétal-

'' " - » .: , !-•■ u'iur j*r >•* a»»!-?. Sf'iU. Ir< lons positifs

PRODL'CTION DES IONS PAR LES CHOCS DES IONS POSITIFS DANS LES GAZ. 99J

produits clans la couche comprise entre le plateau négatif et un plan
parallèle à la distance .r, et q le nombre produit entre ce plan et l'é-
lectrode positive, on a alors

Soit a le nombre d'ions de chaque espèce produits par un ion
négatif en se déplaçant à travers i*^"* de gaz et soit p le nombre
correspondant pour un ion positif.

Cherchons le nombre d'ions dp produits entre deux plans distants

ig. I.

de j et X -f- dx de l'électrode négative. Nous avons a (/lo -l-/>) à,x
nouveaux ions de chaque espèce produits par les ai© + ;o ions négatifs
en se déplaçant de dx^ et ^qdx^ produits par les q ions positifs se
déplaçant en sens opposé.
Delà,

dp = a(/io -+-/?) dx -\- ^q dx

% =(a-?)(/io-f-/>)-f-/iji.

Dot

et, puisque p =^ n — n^ quand x =: a^ nous avons

ni 71 =

a—^s.a-pu

Les quantités a et ^dépendent du cliamp électrique et de la pression,
de sorte que, si un certain nombre d'expériences sont faites avec dif-
férentes distances des plateaux, le champ électrique et la pression ne
variant pas, les charges acquises par l'un des plateaux seront données
par la formule ( i ), dans laquelle a et [5 sont constants.

.'{, 4, 3, 6. Le Tableau suivant donne quelques expériences faites sur l'air
sous la pression de ["" avec un champ de 35o volts par cenliinctre. [q est la

S. r. G3

994

J.-S. TOWXSEXD.

charge' que prcn^l l'un des plateaux, déterminée expérimentalemeoi (').]
Ca = 5,25, 3 = o.oi îi. )

a en cenlimélres :

0,2

0,4

0,6

o,8

i.i

•2,86

8,3

24, a

373

-jaSo

2,86

8,2

^3,4

66,5

190

2,8;

8,3

a4,6

38o

21S0

Pour de grandes distances des plateaux, les ions positifs donnent donc lieu
à un grand accroissement de la conductibilité, bien que le nombre réel d'ions
qu'ils produisent soit très petit.

I/appareil employé diffère peu de celui qui avait servi antérieurement. U

tube d'ébonite est remplacé par 4 colonnes d'ébonile fixées à un disque A

(Jlff. 2) qui soutient le plateau de quartz. Ce disque est fixé par 4 colonnes de

laiton D au plateau de laiton E, au centre duquel est mastiquée une leotillede

quartz L.

Fig. a.

J=sX

Les quantités d'électricité reçues par le plateau B variant dans une grande
étendue, ces quantités ont été mesurées par une méthode de compensation.
Le système isolé était relié à l'une des armatures d'un condensateur. En por-
tant l'autre armature à un potentiel convenable V à l'aide d'un potentiomètre,
on induit sur ce système une charge c V égale et de signe contraire à la charge
reçue par B de manière à ramener l'appareil au zéro, on peut ainsi mesurer
des quantités d'électricité très différentes puisque l'on peut faire varier à vo-
lonté la capacité de compensation et le potentiel (Voir le Mémoire, PhiL Ma§;
1903, t. Il, p. 6o3).

Une partie des résuliats obtenus sont résumés dans les Tableaux suivants •
X étant le champ en volts : cm, q la quantité d'électricité reçue par B quand
la lumière ultra-vioIctte agit pendant 10 secondes ( on peut avoir approximali-
\enient (j en unités électro-statiques en multipliant les nombres «lonno pjr

(') Les valeurs de y ont été multipliées par un facteur pour que les valeur> relatives
ti»'s charités prises puissent être comparées aux nombres donnés par les formule».

PRODUCTION DES IONS PAR LES CHOCS DES IONS POSITIFS DANS LES GAZ. QqS

>3 ). Les valeurs de n ont été calculées par la formule

ins laquelle no= i , et a et p sont choisis de façon que les valeurs de n soient,
jtant que possible, égales aux valeurs de q.

I. — Air, pression : ,4™'".

a. 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5

X=7oo q 9., 9 8,3 a3,8 80 374

l^^^'^a U 2,87 8,3 24,6 8o3 80

P = 0,0282 \

H. — Air, pression : 1°"".

a. 0,2 0,4 0,6 0,8 0,9 l 1,1

X= 35o q 2,87 8,4 25 80 » 372 225o

a=j,25 ) g ^ g g^ ^ ^g^ ^^^^

8=0,0141 \

X=393 q 3,2 10, 4 3^ i65 588 » >.

^ ~~ ' in 3,21 10,5 36 i63 533 » »>

p = o , 022 )

IV. — Hydrogène, pression : 8""".

a. 0,2 0,3 0,4 0,5

X= 700 q 6,05 i5,2 44,4 17I

\~ ' l [n 6,o5 i5,3 44,2 17G

P= 0,059 \

VI. — Hydrogène, pression : 7^^"*,

a. 0,2 0,4 0,6 0,7 0, 18

X=35o q 2,65 7,32 24,6 68 822 »

l"^^'^ \n 2,65 7,5 26 65 870

? =0,107 \

X=262 q ') 4j6 10,0 » 22,7 65

û " '^, \n » 4/35 9,9 » 22,7 67

p = 0,041 )

L'auteur montre ensuite que le coefficient p est lié au champ et à la pression
•ar la relation

P \PJ

996

J.-S. TOWNSEND.

par un raisonnement analogue à celui qu'il a donné dans un Mémoire précè-
dent pour la formule

3 ,

En portant en ordonnées les valeurs trouvées pour — » ei en abscisses les valeurs

de —j les points obtenus se trouvent bien sur une même courbe comme ie

Fig. 3.

"•T -

~]lt/droiéné

^' 7 QM^

/ ^ 2

"7 957

f asyAîr

L Z

/ 9f^/

4 y J*

'/ ^

002 Su «iJ-^

'• ,ir\

100

^500
P

1000

montre la figure 3. (Le chifTie placé à côté de chaque point indique la pres-
sion du gaz à laquelle rcxpéricnce a élé faite.)

7. Un certain nombre de propriétés générales de la conductibilité
sont mises en évidence par les expériences qui ont été décrites. Ces ex-
périences montrent que, lorsqu'un nombre donné d'ions négatifs par-
tent du plateau négatif, le nombre d'ions qui arrivent sur le plateau po-
sitif dépend seulement de la différence de potentiel X x « entre les
plateaux et de la quantité de gaz p x a comprise entre ces plateaux.
Ainsi, dans les Tableaux I et II, les courants obtenus dans l'air à la
pression de 2™™ avec un champ électrique de 700 volts par cenlimèlrc
et pour des dislances de i™"', 2"*"', 3'"'", 4™'" et 5™"* eulre les plateaux,
sont les mêmes que les courants dans l'air à i™™ de pression, avec un
champ de 35o volts par centimètre, pour des distances de 2"*'", 4'"°,
6'""\ 8""" et 10'"" entre les plateaux. On peut trouver des exemples
semblables d'égalité des courants dans l'hydrogène à 8"™, 4'"" cl 2
de pression dans les Tableaux IV, V et VI.

mci

PRODUCTION DES IONS PAR LRS CHOCS DES IONS POSITIFS DANS LES GAZ. 997

... X

Ce résultat peut aussi s'établir par la théorie. Le rapport - est égal

à —y V étant la différence de potentiel entre les plateaux et m étant

la masse du gaz contenu dans l'espace compris entre les plateaux.
Delà,

a X n=z m/( — j et a x ^ = m^ (—),

de sorte que le rapport

_n _ a(g— 3)£>«-P>«

qui est fonction de a x a et de a X P, peut s'exprimer en fonction de
r et de m. La même conclusion découle de considérations élémen-
taires. Quand un ion passe d'un plateau à l'autre, le nombre des
rollisions dépend de la quantité m de gaz compris entre les plateaux;
cl, si cette quantité et la différence de potentiel v sont constantes, la
rhute de potentiel le long du parcours effectué entre deux collisions
sera aussi constante. Dans ces conditions, les vitesses des ions au mo-
ment du choc et le nombre total de collisions ne changeront pas quand
la distance des plateaux changera. Donc, pour chaque ion partant du
plateau négatif, le nombre de nouveaux ions produits dans le gaz sera
déterminé quand i^ et m seront donnés.

8. La comparaison des courbes montre qu'il faut des champs
beaucoup plus intenses pour produire de nouveaux ions par chocs des
ions positifs dans l'air que dans l'hydrogène. Si l'on regarde l'ion
positif comme étant à peu près de la même dimension que la molécule
(lu gaz dans lequel il est produit, les libres parcours d'un ion positif
clans l'hydrogène seront i ,85 fois plus longs que les libres parcours
d'un ion positif dans Tair à la même pression, ce nombre étant le
rapport des chemins libres moyens des molécules dans l'hydrogène et
ïlans l'air (Mkyer, Klnetic theoryof gases). Il est intéressant de com-
parer le nombre d'ions qui seraient produits par centimètre par un
ion positif dans l'hydrogène à i'"'",85 de pression et le nombre qui
serait produit dans l'air à i'""* de pression, pour le même champ élec-
trique. Les longueurs des libres parcours et le nombre de collisions
par centimètre sont les mêmes pour les deux gaz; les chutes de poten-
tiel le long des libres parcours seraient aussi les mêmes pour le même
champ.

998 J.-S. TOWNSEND.

Comme exemple, on peut prendre le cas du champ de 3^0 volts par

centimctrc. Pour Tair à i™"* de pression, ^ = 0,018 quand X = 3-o

3 X

eip = I . Pour rhydrogène, - =: 0,09 quand — == 200 ; de sorte que,

si X = 3-0 et /) =: 1,85,3 ^= 0,166. Le rapport des valeurs de ^ donne
le rapport des nombres d'ions produits par centimètre dans les deui
gaz; pour ce champ particulier, il y a donc environ neuf fois plus
d'ions produits dans Thydrogène que dans Tair, pour le même nombre
de collisions et la même chute de potentiel entre les collisions. Ce
résultat justifie l'hypothèse que l'ion positif dans l'hydrogène a une
masse plus petite que l'ion positif dans l'air, de sorte que le premier
acquiert une vitesse plus grande en parcourant une distance donnée
sous riniluence d un champ donné. Ce résultat peut aussi s'interpréter
en supposant que les ions positifs sont de même masse dans l'air et
dans l'hydrogène et que la vitesse nécessaire pour produire des ions
à partir des molécules d'air est plus grande que celle qui est néces-
saire pour produire un semblable effet sur les molécules d'hydrogène.
Cette explication n'est pas en accord avec ce que faction de l'Ion
négatif dans les deux gaz nous aurait fait attendre.

On peut voir, d'après les recherches précédentes ( ' ), que les molé-
cules dair sont ionisées par les ions négatifs pour des vitesses, au
moment du choc, un peu plus petites que les vitesses nécessaires
pour ioniser en quantité égale les molécules d'hydrogène.

9. La chute de potentiel nécessaire pour communiquer à l'ion po-
sitif une vitesse suffisante pour produire de nouveaux ions par chocs,
est plus petite que la différence de potentiel entre les électrodes, né-
cessaire pour produire un effet, du à cette cause, facilement décelable
expérimenlalemeul. Nous pou>ons trouver l'ordre de grandeur de celle
différence de potentiel si nous supposons que le chemin libre moyen
d'un ion positif est le (juart de celui d'un ion négatif; delà sorte, en
traversant i'"' dair à la pression de i"*'", un ion positif ferait 60 col-
lisions. Prenant, par exemple, le cas où le champ est de yoo volts par
cenlinirtre, la valeur de 3 est 0,1 4 quand la pression est de i"'"';el
ainsi, i^ nouveaux ions seulement sont produits en moyenne pour
cnvirou ()ooo collisions. Sup|>osons que les nouveaux ions soionl pro-
(luils par les rliocs qui lernuuenl les \\ plus longs parcours. En
licnérai, sur \ parcours de longueur uiovenne /. le nombre )' de ceui

(') J.-S. 'l'ow.NSl.NO, lyo3.

PRODUCTION DES IONS PAR LES CHOCS DES IONS POSITIFS DANS LES GAZ. 999

[ui surpassent la lonj^ueur x est donné par la formule

D après cela, quand N = 6000 et /= -g',y, les \f\ plus longs eliemins
dépassent donc o*^'", lovi, de sorte que de nouveaux ions sont pro-
duits quand la vitesse correspond à une chute de potenliel d'environ
■0 volls.

In raisonnement analo^i-ue montre que de noineaux ions peuvent
être produits dans riiydrogène quand la chute de potentiel est d'en-
viron 30 à 3o volts. Les voltaj^es obtenus par celte méthode seraient
UQ peu plus petits si le nombre de collisions par centimèlre était
évalué d'après les Tables données par Meyer (/or. c/V. ), puisque la
longueur du chemin libre mojen (Tune molécule dans Tair à 1"""
de pression, déduite des expériences de viscosité, est plus petite
qut^ de centimètre.

10. Les Tableaux montrent <jue le courant dans le gaz croît très
rapidement pour de faibles accroissements de la dislance quand les
plateaux sont plus écartés. Quand les distances des plateaux sont
plus ;i;randes de i"'"' que les plus grandes distances données dans les
Tableaux, le champ X, conservant la même valeur, on obtenait, en
général, un courant qui continuait à passer après (|ue la lumière de
la source extérieure avait cessé d'agir, et l'on voyait une lueur dans
1 espace compris entre les électrodes. D'après les \aleurs de a et de ^
qui ont été trouvées, il est facile de calculer la distance t/' pour
laquelle, le champ et la pression étant donnés, on doit s'attendre à
avoir une décharge continue, c'est-à-dire })our laquelle la valeur
de n devient infinie. Cette condition est remplie (piand la quantité
ï— jïs^"?''', dénominateur de Texpression (|ui donne /?, s'annule, de
sorte que la distance nécessaire a^ est égale à

i ^

^^
a — 3'

On peut voir, d'après ce n'sultat, que le potentiel disruptif
*'(=:/^/'X) <iépend seulement de la quantité de gaz a' x p qui se
lrou\e entre les électrodes.

Substituant, dans Texpression ci-dessus, les équations générales
fui donnent a et [j en fonction du champ et de la pression, on obtient

'"J*"^' J.-S TOWXSEXD.

1 1 *. il^nr ^ai\ dtatr^ «Je a

a =

• »u

'KJ)-*(^)]

'•[•'' 37 ■-* 'i^)] " '"■'•^(y?) - "'•'*féi

ijiii m«»nîre que i ' e>l fonction du produit a' p,

i^Ue [►n»priêlé du potentiel disruplif dans le cas d'un gaz compris
entre d»*ux. plateauv parallèles a été bien établie expérimentalement.
Les rei^hen:he> faites par W.-R. Carr (Phil. Trans., vol. CCI, 190^)
dans une grande étendue de pressions et de potentiels confirment ce
Tc^sultat qui a\ait été obtenu antérieurement par De la Rue et Muller
\ Phil. Trans.. \ol. CLWI, i8"9) et d'autres, dans une plus pcllte
étendue de pressions et de potentiels.

Les fonctions y et 4> n'ayant pas encore été mises sous une forme
alirébrique simple, nous allons mettre la relation entre r' et a' p pro-
\enant des considérations théoriques sous forme de courbe.

Vinsi, dans le Tableau II, pour l'air à i""* de pression, quand
\ = 35o, a = 5.>..j et ,3 = o,oi4i, la distance explosive est donnée

|>ar la formule

, _ log 3,9.5 — logo, oi4i _ ^
Cl — : - — I , I J,

de sorte i|ue

r' = 35o X I , i3 = '^Qj et /?a' = i,i3.

Les Nuleurs de i*' el de pa', déduites par une méthode analogue de?
aulres expérienres fuites avec l'air, sont indiquées sur la figure i
par les peliles croix. Les valeurs de i^ et de pa'^ calculées d'après
les valeurs de a cl de jj pour l'hydrogène, sont représentées dans
la li«:ure k Les rourl)es qui passent par ces points correspondent
très exactement au\ courbes trouvées expérimenlalement. Quelques
valeurs des potentiels disruplifs ont été déterminées expérimenta-
l(Mn(»nl a\ec le même appareil qui avait été employé pour déter
ininei' la (jujiiilil('' q. Au cours des expériences, ou trouva nécessaire
«lemelln* en circuit une grande lésislance ( 5oooo ohms) pour que le
coui'aiil ne puisse li'op s'élever jjeudanl la décharge. Avant <^ue cette
prt'cautiou n'ait cAr prise, il en est rc'sullé de graves inconvéneiils
( la couche mince (rargenl du plateau A hrùla).

PRODt'CTION DES IONS PAR LES CMOCS DES IONS POSITIFS DANS LES GAZ. lOOI

VIII. Air,

a'.

b,.

35o

i,i3

i,i5

1,16

437

o,832

0,82

o,84

0,66

35o

0,965

0,9^

0,975

0,66

437

0,766

0,76

0,78

Les expériences sur Tair ont été faites en augmentant la distance
des plateaux de petites quantités, jusqu'à ce qu'une lueur apparaisse

Fig. 4.

^DU

350

300

1- " " T

<•

X /

X- z

t ^

A X

it -t^*

1 :

0,5

^xp

1 1.1 12

dans le gaz, un accroissement correspondant étant donné au potentiel
pour maintenir le champ électrique à la valeur pour laquelle d a été
déterminé.

Les résultats donnés dans le Tableau VIII ont été ainsi obtenus. Pour
la dislance 62, une décharge se produisait, et, pour la distance plus
petite b^, aucune décharge n'avait lieu quand la lumière ultra-violette
agissait, a! est la distance explosive pour le champ X et la pression^,
calculée d'après les valeurs de a et de p. Les quantités a', 6| et b^
sont données en centimètres.

Les potentiels disruptifs X X

bx -^ />2

déterminés expérimentale-

ment ont été portés sur la courbe (/ig' 4) et indiqués par un petit
cercle, pour les distinguer des points calculés.

looa

J.-S. TOWNSEND.

Les expériences avec l'hjdrogrne ont été faites un peu diflTrrera-
nient. Les valeurs de a ont élé d'abord calculées pour les diflerenh
champs et pressions d'après les nombres obtenus pour a et jS- Les
plateaux furent alors placés à cette distance et l'on chercha expéri-
mentalement le potentiel pour lequel l'étincelle passait. La conipa-

1^* r

4ca

30D

20D

.—

F""

axp

raison entre les potentiels ainsi trou>és et les potentiels i''= \fl
fournit une méthode qui permet de vérifier la théorie. Les poten-
tiels V trouvés expérimentalement sont donnés dans le Tableau IX et
sont aussi portés sur la courlic de la figure 5.

IX. — Hydroi^ène,

'n'y

0,90

4 7-^^

40)5

700

0,57

598

38Î

3")<)

I,i4

398

385

10')!)

o,3o6

Vil

322

yx'i

0 , G i)

'\'X'X

323

700

o,i()3

283

282

•A

!>:>o

«,810

•283

287

')•>.')

o,5oi

'?69

273

•i)0

o,8oG

9.82

289

On verra, d'a[)rès les courbes, que les potentiels disruptifs donnés
par la théorie concordent d'une manière précise avec les potentiels

PRODt'CTION DES IONS PAR LES CHOCS DES IONS POSITIFS DANS LES GAZ. IOo3

déterminés expérimentalement. Les dernières déterminations ont été
faites pendant que la lumière fournie par la source extérieure agissait
sur l'électrode négative, ce qui fait que les potentiels sont un peu
plus faibles que ceux qui auraient été obtenus en l'absence de radia-
tion.

Cet effet de la lumière ullra-violetle fut observé pour la première
fois par Hertz dans Tair à la pression atmosphérique. Pour des pres-
sions de quelques mllliraèlres, l'effet de la lumière ultra-violetie sur
la décharge n'est pas aussi grand que l'effet qu'elle produit aux pres-
sions élevées.

Pour la détermination expérimentale des potentiels, la lumière pro-
venant de la source extérieure doit être de faible intensité, puisque
4les courants intenses donneraient naissance à des effets que nous
n'avons pas introduits. In courant intense dans un gaz tend à ré-
<luire sa résistance et détruit l'uniformité du champ électrique entre
les électrodes. Ainsi, la différence de potentiel nécessaire pour main-
tenir une décharge dans un gaz est beaucoup plus petite que celle
<(ui est nécessaire pour pro\oquer une décharge dans un gaz qui agis-
'^ait d'abord comme isolant. Si rinlensilé de la lumière est très grande,
le courant doit être suffisant pour détruire l'isolement quand la quan-
tité a — [ie^^-^^^ est faible sans toutefois s'annuler. Les courants em-
ployés dans les expériences ne furent pas assez grands ])Our produire
<*es effets, puisque le rapport des courants pour les différentes dis-
tances des plateaux ne changeait pas avec l'intensité de la lumière.

L'étincelle qui prend naissance quand aucune radiation ne tombe
sur les électrodes peut être attribuée au petit nombre d'ions qui sont
toujours présents dans le gaz comme l'ont montré KIster et Geitel (*)
et C.-T.-R. Wilson (-). Ces ions produiraient alors des courants
intenses quand le potentiel est suffisamment grand pour que de
nouveaux ions soient produits en nombre suffisant par les chocs.
Dans ce cas, la décharge disruptive ne peut se produire sans que la
quantité a — p£t«-P « s'annule, et il est possible qu'il soit nécessaire
d'emplojer des potentiels légèrement plus élevés que ceux qui cor-
respondent à cette condition pour amorcer une décharge continue à
partir d'un si petit nombre d'ions. Il y a un certain nombre de points
qui se rattachent à ce sujet et qui demandent une élude plus éten-
due; j'espère faire quelques autres expériences dans cette direction.

(*) Physikalische Zeitschrift, 11, Jahr^ang, »• 8, l'y novembre 190 1.
{') Proc. Roy. Soc, vol. LWIII, i()oi.

Ioo4 !•-#• TOW?î»E>D. — PftOOCCTIOX DES IONS PAR LES CHOCS. ETC.

Le> ♦^Tpt'rienres que juî décrites ont été faites avec une s*mrrt» 'f»*
liiiiiir TP ultr;i-\h.»lette «le faible intensité, qui ne réduit le pitea^jel
disruptif que d'une quantité très faible au-dessous de celai «jrj'oa
aurait obtenu en l'absence de radiation extérieure agissant sur l'^ler-
irode ué|zati\e, et l accord entre ces potentiels et les potentiel? <al-
nde^ montre «ju'on peut tirer de la théorie de Tionisation pr !•?>
i'Iioc'i une représentation satisfaisante des phénomènes de décharge
di'irupti^e dans les ^az.

1i •

LA PRODUCTION DES IONS

PAR LE CHOC DES IONS POSITIFS

THÉORIE DU POTENTIEL DISRUPTIF,

Par John-S. TOWNSEND et H.-E. HURST.
Analysé et traduit de l'anglais par M. MOULIN.

Philosophical Magazine, Vol. VIII, 1904, p. 738 à 753.

Les auteurs apportent de nouveaux résultats sur l'ionisation par les chocs
dans Tair et dans Thydrogéne à des pressions plus élevées que précédemment.
Les valeurs de a et de ^ correspondant à un champ X permettent de trouver,
comme on l'a vu, la distance a des plateaux pour laquelle la décharge disrup-
tive se produit sous l'action de ce champ. La différence de potentiel a x\
peut être comparée à la différence de potentiel disruptive V déterminée expé-
rimentalement.

Voici quelques-uns des résultats donnés dans le Mémoire :

Air. — Pression : 2""".

d 0,-2. 0,4. 0,6. 0,8.

X = 525 (/ 4*67 22,2 110 800

a = " 7 )

o ' ' > n i ,67 22 , 1 110 820

p = 0,0070 ) '

a = 0,91, a X X = 481, V ~ |88.

Air. — Pression : 4""".

d 0,2. 0,3. 0,4. 0,5. 0,0. 0,7. 0,8.

X = 700 q... 5,12 11,4 26,7 61 148 /\(H i5oo

qZç/ a^[^"- *ï*^ "ï^ ^^>^ ^^ 'I9 399 i544
0 = 0,871, a X X = 609, V = 6i5.

I006 1.-9. TOWNSEND ET H— B. HDB8T.

Air. — Pression : S™.

d fl.l. 0,2. 0,3. 0,4.

X=iioo q i,i 17.' i58 mo

'^ '^'*', 1 rt i,T! a;,G i58 i8m

P= "'"'^ I

a = o,iîi, axX=6o3, V=6oJ.

Hydrofiine. — Pression : 8"'°.

rf 0.3. 0.3. 0,T. 0,».

X=525 9 ,i.87 i4,i 5i,5 m

'"'^'^., ( " 4,8i 14,0 53 n4

a = 0,917, « X X = 486, V = 487.
/lydroffène. — Pression : 16"*.

d 0,".. 0.3. 0,4. 0.5. 0,6.

\ = 875 7 i,j 9,( 11,4 5o,3 i5î

lZ'ofi8i\"'--- *'^ 9'" ^'■'* '^^ '^»

.1 = 0,710, flx X = 6-ii, V = 6io.

Hydrogène. — Pression : ■10""'.

d 0,3. 0,4. 0.5. 0.6.

X = io5o 7 [«.7 1[,8 91,3 49'

a = 8, lit i

[l = ","î"i " " * ■' "'®'

« = ..,(1-11. "XX = 67J, V = 675.

Le>i courbes ili' la ti^ui'c i r<.-i)ri!' sentent — en fonction de — pour Icj

■ - ,. '' P

petites valeurs des \aria[iies.

0 0!5

i ■

Ifflm,

■ont plus actifs que cfU\ do liiii', ce qui cri <lù il i-e que, leur libre jiai

PRODUCTION l)i:S IONS PAU U: IMIOC DKS IONS POSITIFS.

1007

moyen étant plus grand et leur masse plus faible, ils acquièrent une vitesse plus
grande pendant leur parcours et sous Faction du même champ. En mélan-
g:eant à de Tair une faible proportion d'hydrogène, bien qu'il y ait peu
d'ions positifs provenant de l'hydrogène, si ceux-ci sont plus efficaces que ceux
de Pair pour en produire de nouveaux, ils devront augmenter la valeur du
coefficient 3 de l'air; c'est ce qu'a vérifié l'expérience (à 4'"'" et pour 700
volts : cm., ^ passe de 0,0067 ^ 0,011 quand il y a 5 pour 100 d'hydrogène dans
l'air).

L'appareil employé était identique à celui qui avait été précédemment uti-
lÎ5é, mais aux potentiels élevés ( 400 à 5oo volts) qu'il était nécessaire d'employer,
les auteurs ont constaté des perturbations dues aux colonnes isolantes. Ces
perturbations ont été supprimées en entourant chacune de ces colonnes d'un
anneau de papier d'étain porté à potentiel intermédiaire (9.00 volts). ( Voir le
Mémoire, Phil. Mag,, t. II, 1904, p. 74^.)

Pour la détermination du potentiel disruptif, les plateaux étaient reliés à
à une batterie de petites piles à travers un voltmètre de 38ooo ohms de résistance
et une résistance supplémentaire réglable. On en\oyait sur le plateau négatif
un faisceau de lumière ultra-violette d'intensité excessivement faible, on aug-
mentait progressivement le nombre d'éléments de la pile jusqu'à ce qu'on
observe une lueur dans le gaz et une déviation du voltmètre.

Les Tableaux suivants résument les résultats obtenus dans ces recherches et
dans les précédentes (ax X, potentiels calculés; V, potentiels mesurés).

Air, — Potentiels disruptifs.

ax\.

io5o

0,765

8o3

1400

o,43i

601

6o3

io5o

0,572

601

604

700

0,871

610

6i5

io5o

0,454

477

480

525

«,9»

481

488

700

0,575

4o3

407

35o

I , i3

395

398

437

o,832

364

365

35o

0,66

0,905

338

340

437

0,66

0,766

335

336

Hydrogène.

— Potentiels

disruptifs.

P-

a X X.

io5o

0,643

675

875

0,710

621

619

io5o

o,463

485

490

700

o,79ï

555

56 1

io5o

0,353

370

389

525

0,9^7

486

487

700

0,57

399

395

ioo8

J.-S. TOWNSENO ET U.-E. niRRT.

P-

a X X.

lOÎO

o,3o6

322

{3o

1,14

^99

393

>i5

o,6i3

322

323

700

o,4o5

283

282

33o

0,810

283

287

T?.^

o,5oi

269

273

35o

0,806

282

289

Les courbes des figures 2 et 3 représentent le potentiel disruptif en foac-

Pig. 2.

^ 700
S 600

-^ 500

^ 400

-% 300

p —

Air

axp a en centimètres

p en millimétrés de mercure.

Fig. 3.

«o
c:

700

60C

500

40C »■

300

20c

2 A 6 ô 10 12

d^p a en centimètres

p en millimètres de mercure.

lion tlu produit p 'y. a pour l'air et riiydrogènc, les points déterminés ex|»é-
rimentalcincnt étant indiques i)ar uii petit cercle et les points théoriques par
une croix.

NOTE SUR LE POTENTIEL NÉCESSAIRE

POUR MAINTENIR UN COURANT DANS UN GAZ,

Par le Profbsskur TOWNSEND.

Il est intéressant d'étudier les phénomènes qui se présentent quand
on atteint le moment où la décharge se produit et d'expliquer pour-
quoi le potentiel nécessaire pour maintenir un courant dans le gaz est
beaucoup plus petit que le potentiel disruptif. Nous allons examiner
rapideuient ce point dans ce qui suit, en réservant pour une autre
Note une discussion plus complète de cette application de la théorie
de l'ionisation par les chocs, les recherches expérimentales néces-
saires n'étant pas encore très avancées.

Sui\ant la théorie qui a été donnée, une décharge continue passera
à travers le gaz quand les valeurs de a et de P, correspondant à la
pression et au champ employés, satisferont à la condition

logg- iogp
Cl = j >

^ étant la distance des électrodes. La théorie nécessite que le champ
^<>it uniforme, c'est-à-dire que le courant soit faible. Quand le cou-
''^nt est intense, la charge transportée par les ions modifie le champ
^'lectrique dans un sens tel qu'il facilite le passage du courant. Cet
^flet entre graduellement en action et donne lieu à la forte chute de
potentiel que l'on observe au voisinage de l'électrode négative quand
le courant est suffisamment grand. Comme la mobilité des ions posi-
tifs est plus petite que celle des ions négatifs, une charge positive s'ac-
;uraule dans le gaz. Cette charge (*) est plus grande au voisinage de
électrode négative que partout ailleurs, puisque tous les ions positifs

(M C'est le professeur Schusler {Bakerian Lecture, Proc. Roy. Soc, t. XLVII,
kp, p. 541) qui a indii|iié le premier que la variation du champ électrique au voi-
nage de Télectrode négative est due à la diiïérence de mobilité des ions positifs et
:gatifs.

S. P. 64

lOIO I.-9. T0WN8END.

passent dans celte n^gion, de sorte que, lorsque le courant croît, le
champ cie\ient plus intense au voisinage de IVlectrode négative qu'en
tout autre endroit du gaz. Le pouvoir ionisant des ions positifs, donné
par la valeur de ,3, s'accroît beaucoup en passant dans cette région
de champ intense, et les ions nécessaires pour maintenir le courant
continuent à être produits quand la chute de potentiel entre les élec-
trodes est plus petite que le potentiel disruptif.

Comme exemple d'expériences mettant en évidence cette différence
entre le potentiel nécessaire pour maintenir un courant et le potentiel
disruptif, nous pouvons prendre celles qui ont été faites sur l'air à la
pression de 8™°' et avec une distance de 4'""%»^ » entre les plateaux. Le
potentiel disruptif donné dans le Tableau ci-dessus était de 6o3 volts.
La batterie était reliée aux électrodes par l'intermédiaire d'une résis-
tance de loooo ohms et d'un voltmètre de 38oooohms de résistance.
Avec cette résistance extérieure ( 48000 ohms), le \oltmètre donnait
une déviation constante, légèrement supérieure à celle qui correspond
à 200 volts, quand le potentiel de la batterie était de 6o3 volts. La
chute de potentiel entre les extrémités de la résistance de looooohms
était supérieure à 5^,5 volts; de sorte que la différence de potentiel
entre les électrodes était plus petite que 35 1 volts quand le courant
(79Ô d'ampère env.) passait. Si l'on coupait le circuit un instant et
si l'on employait ensuite une différence de potentiel de 601 volts,
aucun effet ne se produisait : de fait, le gaz isolait; mais, quand le po-
tentiel de la batterie était ramené à 6o3 volts, la décharge se produi-
saitde nouveau et le même courant (-^d'ampère) passaità travers le
gaz. Il fut possible d'amener le courant à une valeur plus petite en
augmentant la résistance extérieure. La différence de potentiel néces-
saire pour maintenir les courants plus petits était plus grande que
35 1 volts et, pour les courants très faibles, il fallait une différence de
potentiel de 6o3 volts entre les électrodes.

Quand la pression est réduite à celle qui correspond au potentiel
disruptif minimum, le potentiel nécessaire pour maintenir une dé-
charge ne diffère pas beaucoup de ce potentiel disruptif minimum.

Suivant la théorie, le potentiel de 6o3 volts est nécessaire pour
maintenir un courant dans un champ uniforme. Lorsque le courant
croit, une charge s'accumule, comme on l'a vu, au voisinage de l'élec-
trode négative et, quand la chute de potentiel cathodique s'est complè-
tement établie, le potentiel nécessaire pour maintenir le courant est
d'environ 34o volts. La théorie conduit à cette conclusion que le
champ se modifie graduellement quand le courant augmente, depuis

SUR LE POTENTIEL NECESSAIRE POUR MAINTENIR UN COURANT DANS UN GAZ. lOl I

la distrihulion uniforme jusqu'à une réparlilion pour laquelle il se pré-
sente à réleclrode négative une polarisation considérable qui ap-
proche de la valeur du potentiel disruptif minimum.

Quelques expériences préliminaires sur la répartition du champ
entre deux plateaux parallèles servant d'électrodes ont confirmé ces
conclusions.

Dans des limites assez étendues, une variation de la différence de
potentiel et du champ correspondant aux variations de l'intensité de
ce courant. Lorsque le courant croît, la chute totale de potentiel entre
les électrodes diminue et l'intensité du champ croît, d'abord au voi-
sinage de l'électrode négative ; ensuite, un effet analogue mais plus
petit apparaît à l'électrode positive. La polarisation dans les couches
de gaz voisines des électrodes croit graduellement et les chutes de
potentiel cathodique et anodique normales s'établissent définitive-
ment.

Dans d'autres cas, les expériences montrent que l'on peut mainte-
nir dans le gaz un courant accompagné d'une lueur quand la chute de
potentiel au voisinage de la cathode est une faible fraction de la chute
de potentiel cathodique normale.

Ces résultats montrent que quelques-unes des récentes théories qui
ont été proposées pour expliquer le maintien d'un courant sont com-
plètement en défaut.

Les phénomènes qui accompagnent la décharge de l'électricité dans
les tubes à vide ont été généralement étudiés avec de petites élec-
trodes et des courants intenses, de sorte que les expérimentateurs ont
conclu que la chute de potentiel cathodique est constante et indépen-
dante du courant.

On a indiqué que la chute de potentiel cathodique normale est le
potentiel nécessaire pour communiquer aux ions positifs une vitesse
suffisante pour qu'ils puissent produire de nouveaux ions par choc
sur la cathode. Si un tel potentiel était nécessaire, il serait difficile
d'expliquer le maintien du courant dans les cas où la chute de poten-
tiel dans la couche voisine de la cathode est plus petite que la chute
de potentiel cathodique.

Une méthode de calcul du potentiel disruptif a été donnée par le
professeur Thomson (J.-J. Thomson, Conduction of Electricity
through gases, p. 38 1). Elle consiste à évaluer la chute de potentiel
le long des différentes portions de la décharge quand un courant tra-
verse le gaz et que la chute de potentiel cathodique normale est éta-
blie. Il est difficile de voir comment le potentiel ainsi calculé pourrait

loi a T0WN8BND. — SUR LE POTENTIKL NKCE8SAIRE POUE HAINTENIE, ETC.

être le potentiel disruptif, puisqu'il représente le potentiel nécessaire
pour maintenir un courant, potentiel qui peut être inférieur, de plu-
sieurs centaines de volts, au potentiel disruptif. De plus, le potentiel
ainsi calculé est indépendant du courant, alors que les expériences onl
montré que le potentiel nécessaire pour maintenir un courant dépend
de rintensité de ce courant aussi bien que de la pression du gaz et de
la distance des électrodes.

Cette théorie ne donne donc pas une interprétation satisfaisante de
ces potentiels, car elle ne fait aucune distinction entre le potentiel
disruptif et le potentiel nécessaire pour maintenir une décharge con-
tinue.

fm^tm

LA FORMATION DES RAYONS CATHODIQUES,

Par p. VILLARD.

I. — Les particularités de rémission cathodique.

On a pendant longtemps admis que l'émission cathodique avait
lieu par toute la surface de la cathode normalement à celle-ci : en réa-
lité les choses ne se passent pas tout à fait ainsi.

Considérons par exemple Fampoule représentée figure i (*), dans

Fig. I.

v-y

K^roduclion du faisceau cathodique et de Tespace obscur dans une ampoule de Crookes.
Déformation de l'espace obscur dans un champ magnétique.

laquelle nous suivrons les changements d'aspect de la décharge quand
on fera le vide progressivement.

Aux pressions relativement élevées (i"»" à 2"" de mercure par
exemple) la cathode est simplement entourée d'une gaine lumineuse
qui ne la touche pas, et dont la teinte dépend de la nature du gaz
(violette dans l'air, blanche dans l'oxygène); au contact même de la
cathode on aperçoit une couche luminescente rose violacé (spectre
de l'hydrogène).

( ' ) Le degré de vide qui convient à tel ou tel phénomène est essentiellement
variable avec la forme et les dimensions du tube et des électrodes.

ioi4

p. VILLARD.

La pression s'abaissant au-dessous de i """ la gaine extérieure s'éleod
de plus en plus el en même temps s'écarte de la cathode laissant
entre elle et celle-ci l'espace obscur de HittorlF qui est d'autant plus
étendu que la pression est plus basse. Bientôt la luminosité du gai
présente un renforcement de plus en plus marqué suivant un cône
creux dont la base est facilement visible sur la cathode sous l'aspect
d'un anneau rosé. Ce cône, qui n'est autre chose que le faisceau catho-
dique principal, est à peine visible dans l'espace obscur, mais prend
brusquement un assez vif éclat en franchissant la limite de cet
espace : sa teinte devient alors celle de la gaine négative externe: elle
%arte d'ailleurs un peu avec la pression; ainsi dans l'oxygène, qui e§t
te pàM le plus favorable à l'observation de ces phénomènes, la couleur
du faisceau cathodique (hors de l'espace obscur où il est toujours
rose » est blanchâtre aux pression élevées, et d'un beau jaune d'or
paie au vide de Crookes.

Améliorons maintenant le vide, nous verrons le faisceau se resser-
rer de plus en plus jusqu'à n'être plus qu'un mince filet partant du
centre de la cathode. En même temps, les rayons cathodiques, au lieu
de rester constamment normaux à la cathode et de se croiser en son
centre de courbure, se courbent de telle sorte que leur point de con-
\ergence s'éloigne de plus en plus, et le cône qu'ils forment s'allonge
indétîniment.

Ces aspects sont également représentés Pi. III^ fi g. i . a. 3. La
catfioile, à peine visible, est en haut à gauche. En bas est l'antica-
thi)ile ^en aluminium) qui, frappée par les rayons, émet des radiations

trt's act iniques.

Fig. 2 .

f1^rfi4^

Dispositifs montrant la tendance du point d'émission à se maint<-Bir ««r W\t

du lube.

y.]\ie étude détaillée de ces phénomènes, signalés pardi \ ers auteurs.
(conduit aux résultats suivants :

La région d'émission cathodique est toujours centrée, non sur U
cathode, mais sur le tube qui entoure celle-ci {fig- 2 < * .

( ' ) Si la catliode est très éloignée de toute paroi, et dans ce c^> î-eu.totT
Uii'^t se fait sur la cathode même.

i DES HAVONS <:ATHODiqtKS.

ioi5

Coiiiiiie on le\oil figures a tri 3.!-ir<in pince IUl-de^aIll de la cuthode
un didplira^ine L) percé triine iHroile iimei'lure. c'est en Jace du
centre iJe ci-Ue omertuie (\ue. prend nnissiinc'e le l'aisieaii cathodique,
el son diamètre, beaiuniip plus pelil cpie eelui de l'omerture, csl le
même que si le tube entier avail le diamètre de celle-ci.

Si riimpoule, au lieu d'être de n-volution. présente une déformation

Influenct

\ct exercée lui- le diamètre du faitceau cathodique par le iioisinage des
II. — Dans les trois tubes de gauche, la distance du faisceau aut paruis est la
C. D«ns le cinquième tube, pciurvu H'un diaphragme, ledianictre du faisccdU
: même que li le tube avait le diïniétre du trou. — A, anode.

(juelconque, la région radiante subit une déformation correspondante
et présente toujours la même symétrie que le tube ( ' ).

L'action des parois oti diapliru^mcs tient à leur électrisation posi-
tive déjà signalée par Crookes et facile à constater. Dans une ampoule
telle que celle représentée figure i c'est entre la cathode et l'élec-
trode a que se fait la presque totalité de ta chute de potentiel totale.

D'autre part, en accroissant cette électrisation, on détermine un res-
.serrement du faisceau ; par exemple, en prenant pour anode V ou A»
i^fig- 3), on réduit le diamètre du faisceau correspondant : mieux,
encore en reliant à l'anude un large anneau métallique placé en avant
«le la cathode. On fait ainsi varier à volonté la résistance de l'ampoule
en modifiant la section du faisceau qui transporte le courant.

Si Ton relie l'électrode a^{Jig. 4) à une source d'électricité, on

(ML

nilue

obsen

paitic

ation de:,

uliéremei

formes
i facile

erse.

élal ;>
ri Haut

iOn specli

e â celu

Ihyd

Dune mauiére générale, si 1
specire de ce métal apparal
nalosue a «té étudié et décril

cathode
partout
par W. K

>l volatil (Me, l.i.
c rayons. Un phên

IO16 p. VILLABD.

constate facilement qu'une charge positive repousse la région radiante
et la déplace sur la cathode : une charge négative l'attire, au contraire.
Donnante cette électrode la forme d'un anneau, on peut, à volonté,
resserrer ou élargir le faisceau cathodique et faire varier en consé-
quence la résistance du tube, laquelle ne dépend que du diamètre de
ce faisceau.

Fig. 4.

Action répulsive exercée sur la région radiante par une électrode
chargée positivement. — C, caihodc; a, électrode auxiliaire.

Il est assez singulier de voir le faisceau cathodique repoussé à son
origine par une charge positive, alors qu'il est formé de particules
négatives, et que, surtout le reste de son trajet, il est manifestement
attiré par les corps chargés positivement.

II. — Laiflaz cathodique.

Cette contradiction disparaît si l'on admet que l'émission catho-
dique est alimentée, non aux dépens de la cathode, mais par un cou-
rant de matière électrisée positivement, provenant des diverses par-
ties du tube et arrivant à la cathode avec une grande vitesse. Cet
afflux cathodique, nécessairement repoussé par la charge positive
des parois, se centrera sur le tube et en reflétera évidemment la sy-
métrie. Une électrode l'attirera ou le repoussera suivant le signe de
son électrisation et déplacera par suite son point d'arrivée, c'esl-
à-dire le point de départ des rayons cathodiques; un diaphragme à
trou placé un peu en avant de la cathode ne laissera l'afflux arriver à
celle-ci qu'en face du trou; et, en ce point seulement, il y aura for-
mation de rayons cathodiques. Sur tout le reste de la cathode, l'émis-
sion, alimentée seulement par le gaz compris entre celle-ci et le dia-
phragme, sera insignifiante. C'est, en efl'et, ce que l'expérience va
nous permettre de vérifier. Cet afflux cathodique est d'ailleurs aisé-
ment visible sous l'aspect d'une gerbe rose violacé qui semble im-
plantée sur la cathode et présente une forme manifestement en rap-
port avec celle du tube.

LA FORMATION DK8 RAYONS CATIIODIQCRS.

1017

L'existence de ce courant matériel est facile à mettre en évidence
au moyen de l'appareil que représente la figure 5. Dès que le vide est
assez avancé pour que le dia[>hragme D soit à Tintérieur de l'espace
obscur, l'émission catliodique se fait à peu près en totalité par les
points a* y situés en face des centres des trous ab (Tintluence des
parois est ici presque nulle en raison du grand diamètre donné à

Fig. 0.

I é

KLlj:.

^JcpérUnces sur l'afflux cathodique. — I. Appareil servant à montrer que les
rayons Ciithodiques se forment seulement sur les points delà cathode {a\b') qui
peuvent recevoir l'afflux cathodique. Ce dernier ne peut passer que par les trous ab
du diaphragme D. Les rayons cathodiques rencontrent le verre en /' et /'; s'il
n'y avait pas de diaphragme, il n'y aurait qu'un seul faisceau rencontrant la paroi
en /. — II. Répulsion de l'afflux cathodique en aa' par une électrode E chargée
positivement.

l'appareil). En l'absence du diaphragme, on aurait un faisceau unique
\enant frapper le verre en /, et pouvant le fondre en ce point seule-
ment . Si le diaphragme n'agissait pas sur l'émission même des rayons,
ce faisceau central continuerait à se produire, et serait simplement
arrêté par le diaphragme, tandis qu'il est ici supprimé et remplacé
par autant de faisceaux qu'il y a de trous.

L'électrode E, mobile à coulisse, permet de vérifier aisément qu'une
charge positive repousse le courant d'afllux qui arrive par le trou «r,
tandis qu'elle attire, au contraire, le faisceau cathodique correspon-
dant (Jig. 5, II).

Si l'électrode E passe exactement au-dessus du centre de l'ouver-
ture a, l'afflux se divise en deux courants divergents, qui s'écartent
ou se rapprochent l'un de l'autre suivant que l'électrode est chargée
positivement ou négativement, et le point radiant a' est alors dé-
doublé.

Si l'on éloigne peu à peu le diaphragme, l'espace compris entre la

loi 8 p. VILLARD.

cathode et lui fournit un aftlux de plus en plus important, et, quand
la distance CD atteint quelques centimètres, il n'y a plus qu'un seul
faisceau cathodique comme à l'ordinaire : le rôle du diaphragme se
réduit alors à découper dans l'émission totale deux faisceaux ayant
cette fois le diamètre et la forme exacte des ouvertures. Le verre est
encore fluorescent en f et /", mais sa température s'élève à peine,
et c'est, au contraire, le diaphragme qui s'échauffe, surtout dans >a
partie centrale. La figure \ {PL 1/1) est la photographie d'un appa-
reil analogue au précédent, mais muni d'une cathode concave. On
\oit les deux faisceaux définis, dès la cathode, par le diaphragme
placé en avant de celle-ci. La tache noire située au tiers inférieur du
tube représente la lumière positive confinée dans le tube anodique.

L'hypothèse de l'afflux cathodique conduit à des conséquences
faciles à vérifier :

Si l'on remplace par une lame de \erre la partie centrale de la ca-
thode, on ne change rien à la symétrie du tube ni à la distribution
des potentiels : la marche du courant gazeux positif ne doit donc pas
être modifiée ; elle ne l'est pas, en efVet : à mesure que la raréfaction
augmente, le faisceau cathodique se resserre de plus en plus, comme
à l'ordinaire, puis abandonne le pourtour métallique de la cathode
et finalement /^r/r^ du centre de la lame de verre (plus exactement
du point situé sur l'axe du tube), comme si toute la cathode était en
métal. L'expérience faite, il est facile de voir que la partie centrale
(le la lame de verre est remplie de fines bulles gazeuses qui deviennent
très visibles si on les chauffe légèrement; la présence de ces bulles
indique évidemment que des particules gazeuses sont arrivées avec
une grande vitesse sur le verre.

En arrivant à la cathode, l'afflux est brusquement arrêté et sa force
vive doit nécessairement se transformer en chaleur. Une cathode dont
le centre est fait d'une lame mince de métal ou de verre est, en effet,
rapidement portée au rouge sur les points d'émission des faisceaux
cathodiques, là précisément où l'afflux est supposé arriver (*). L'ex-
plication de ce phénomène est donc tout à fait semblable à celle que
Ton donne du dégagement de chaleur produit par le choc des rayons
cathodiques; dans les deux cas, l'effet calorifique est le résultat du

( * ) On réalise une brillante expérience à ce sujet en prenant pour cathode un filament
d<> lampe à incandescence, et pour anode un filament semblable. Dès que le courant
passe, cette cathode de faible masse est portée au rouge blanc, Tanode restant au con-
traire obscure ei tout à fait froide.

LA FORMATION DES RAYONS CATHODIQUKS.

1019

choc des particules gazeuses contre un obstacle. Cette vérification
laisse subsister peu de doutes sur l'existence de Tafflux cathodique.

Supposons maintenant que la partie centrale de la cathode soit
formée par une toile métallique ou même simplement percée d'une
ouverture {fig- 6), et que la région située en arrière soit entourée

Fi g. 6.

Formation des rayons de Goldstein aux dépens de V afflux cathodique arrivant sur
une cathode en toile métallique. — Le faisceau vient frapper le verre en b. Si, au
moyen d'une électrode E chargée positivement, on imprime une déviation à l'afflux
cathodique, le faisceau de rayons subit une déviation correspondante et vient frapper
le verre en b'.

|>ar un tube métallique qui la protège contre toute action électrique.
Si l'afflux cathodique existe réellement, il doit évidemment traverser
la toile en vertu de sa vitesse, et manifester sa présence au delà, en
tflevant la température d'un obstacle par exemple. C'est précisément
ce qui arrive : un faisceau, assez semblable d'aspect à celui des rayons
cathodiques, mais de teinte différente, part de la toile métallique et
\a frapper le verre en b. En ce point, la température s'élève et une
lumière jaune apparaît, qui n'est autre que celle du sodium. Une
lame de verre mince placée sur le trajet ab peut être rapidement fon-
due et percée.

Si l'on dévie l'afflux au moyen d'une électrode E chargée par
exemple positivement, le faisceau prend la position a' b' ^ prolonge-
ment exact de la direction nouvelle de l'afflux.

Ces rayons ab ou a' b' ne sont autre chose que les Kanalslrahlen
découverts par M. Goldslein. Leur existence se présente ainsi comme
une conséquence nécessaire de l'émission cathodique par une cathode
perforée et leur formation est en même temps expliquée.

lOaO p. VILLARD.

III. — Émission et propagation des rayons.

Les propriétés de Tafflux cathodique permettent de prévoir dans
presque tous les cas la position et la forme de la région d'émission
cathodique. Soit le cas, par exemple, d'une cathode plane centrée
dans un tube cylindrique : au début de l'apparition des phénomènes
cathodiques, l'espace obscur n'a que quelques millimètres d'épaisseur
et l'afflux est uniforme ainsi que l'émission. Le vide progressant,
l'espace obscur s'agrandit, le trajet parcouru par l'afflux augmente et
les (ilets gazeux voisins des parois qui les repoussent se rapprochent
de l'axe et accroissent la densité périphérique du courant d'afflui.
L'émission cathodique est par suite prépondérante suivant un anneau
qui correspond à cette condensation; à une pression plus faible, les
bords de l'anneau se rejoignent et l'uniformité se rétablit.

Si la cathode est concave, l'afflux positif est attiré par les bords
saillants de celle-ci et le phénomène de l'anneau est extrêmement
marqué, l'émission devenant presque nulle dans la partie centrale de
l'électrode. Le faisceau cathodique présente la forme de cône creux
observée par M. Swinton {fig- 7).

Fig. 7.

Coupe du faisceau cathodique émis par une cathode concave, — Il a la forme d'un
cànc creux. Lorsque l'électrode E est cliargée posilivement, la base du cône catho-
dique s'élargii. En niéine temps le sommet du cône se rapproche de la cathode.

Si la cathode est sphérique, l'émission est toujours normale à sa
surface. Mais la convergence des rayons n'a lieu au centre de cour-
bure qu'au début de leur apparition, alors que le vide est peu avancé
et que les difl'érences de potentiel sont faibles. Dès que la raréfaction
au<;inente, les rayons se recourbent et leur point de rencontre
s'éloi*^ne {/i^- 8).

A une certaine dislance de la cathode, le potentiel devient uni-

LA FORMATION DES RATONS CATHODIQUES.

I02I

forme, le tube fait ca^e de Faraday, et la propagation est recti-
ij;ne ( * j.

Kig. «.

Explication de la courbure des génératrices du cône cathodique. — Un rayon
parlant de A est plus fortement repoussé par la partie AM que par la partie AN
de la rathode; il se recourbe donc du côté de AN.

L^actioii réciproque de deux faisceaux est nulle ou au moins tout à
fait inappréciable ainsi; dans Tappareil de la figure 4 (^'« ^^I) les
deux faisceaux concourants se croisent sans s'influencer.

dette proposition se vérifie sans difficulté si Ton a soin d'éviter

••

\ \ YiTo//e

'action que peut exercer sur les rayons le voisinage d'un objet élec-
ïrisé, en particulier d'une cathode ifig, 9).

IV. — Réflezion et réfraction apparentes des rayons cathodiques.

Quand un faisceau cathodique rencontre une lame isolante ou con-
luctrice non reliée à l'anode, un faisceau secondaire (avec espace
obscur) se forme sur la région frappée et sur celle-là seulement,
[uelle que soit la position qu'elle occupe sur la lame. Cette émission
louvelle est toujours normale à la lame; en dirigeant, par exemple,

(' ) En dehors de l'espace obscur le champ est presque nul.

io»2 r TnxAm».

OD i^-i^r^Jtu ïkrzfr ^UT on plaleia conca^f on oblient des rajons con-

>î :-ii r^ÛiC^dé: p»riDcîf4kl^ ê-^ in-w rapprochée de robsUcIe, les rajons
i^r* "tidëirf^ ?»>iit -ieiiés ç:**r le champ électrique de la calhode. ce qui
a**>ntre qa ils s->nt bien ele^trîsês fi^. i«> .

> A-

Ce phénomène peut être électriquement précisé au moyen d'une
ampoule à trois électrode^, calhode. anode, lame réfléchissante ; entre
l'anode et la lame on établit. a\ec des accumulateurs, une différence
de potentiel connue, réglable à volonté. On constate alors que le
point de la lame frappé par le faisceau principal, et celui-là seul, émet
des ravons cathodiques, d'autant plus facilement d'ailleurs que la fais-
ceau incident est plus intense. L ne différence de potentiel de 120 volts
peut ainsi suflire dans une ampoule où 5ooo \olts au moins seraient
nécessaires sans le secour* des ravons excitateurs.

A\ec un obstacle formé d'une lame très mince d'aluminium ou de
nia^^nésium. on obser\e un faisceau diffus émis normalement à cette
lame par sa face postérieure.

Y. — Nature de la matière radiante.

Lne première indication nous est fournie par l'observation des
taches brunes ou violacées, qui se produisent sur le verre longtemps
frappé par les rayons cathodiques, et beaucoup plus rapidement sur le
rristal. Crookes a reconnu que ces taches ne sont pas dues à un dépôt
âr particules arrachées aux électrodes. En pareil cas, elles seraient
• 1 ailleurs soluhies dans les dissoKants du métal de Télectrode. ne se
|»rr>riuiraiçnt pa-i thu'i les tuhes sans électrodes, et le cristal ne hruni-
nnl pas plus tacilement que le verre.

LA KORMATTON DES RAYONS CATHODIQUES. I023

Ces taches sont évidemment le résultat d'une action chimique des
rayons cathodiques et c'est une réduction qui se produit : le cristal
noircit parce qu'il est formé, en grande partie, de silicate de plomb
facile à réduire. Le verre, qui renferme sou>eut un peu de cristal,
donne le même résultat mais très atténué. Les verres qui se teintent
le plus facilement sous l'action des rayons sont d'ailleurs ceux qui
bnmissent le plus rapidement dans une flamme réductrice.

Ce pouvoir réducteur des rayons cathodiques est facile à mettre en
évidence : on peut, par exemple, recevoir le faisceau sur une lame de
cuivre oxydé superficiellement, un obstacle quelconque étant inter-
posé sur le trajet des rayons, de manière à porter ombre sur la lame.
La région protégée par l'obstacle reste noire; tout le reste reprend
peu à peu la couleur rouge du cuivre réduit.

On peut substituer à la lame oxydée du verre vert à l'oxyde cui-
vrique. Sous l'action des rayons cathodiques, ce silicate se transforme
bientôt en verre rouge cuivreux, aisément reconnaissable à son
spectre d'absorption. De même un fragment de cristal noircit rapide-
ment dans ces conditions. La réduction se produit ici dans la masse,
par suite du pouvoir de pénétration des projectiles cathodiques, et il
est dès lors évident que l'atmosphère intérieure du tube n'intervient
pas. D'ailleurs, l'expérience réussit également bien si le vide est fail
sur de l'oxygène aussi pur que possible, et dont le spectre est visible
pendant que le tube est en activité, et que la réduction se produit.

On obtient les mêmes effets en recevant sur le silicate réductible
non plus les rayons cathodiques directs, mais ceux qui sont diffusés
par les lames anticathodiques des tubes focus, et auxquels est due
J'illumination hémisphérique de ces tubes.

La réduction se produit de même si les électrodes sont extérieures
au tube. Il devient alors difficile d'admettre que le phénomène résulte
d'un transport des gaz réducteurs occlus dans le métal des électrodes.
Il est naturel de supposer que les corps composés sont dissociés par
le courant électrique; le spectre d'un gaz composé montre en effet
toujours les raies caractéristiques des composants. Or, le seul gaz
simple réducteur connu est l'hydrogène.

C'est précisément l'hydrogène que le spectroscope nous montre
se déplaçant dans les tubes de Crookes pendant le passage du courant.
Eln ménageant un étranglement capillaire près d'une électrode, on
vérifie aisément, si le tube est bien sec, que les raies de l'hydrogène
disparaissent en quelques secondes si l'électrode est anode, et réap-
paraissent très brillantes, si elle devient cathode, blnfin, près de la

I024 P. VILLAMD.

cathode, dans la gerbe rose formée par l'afflux, les raies de Thydro-
gène sont toujours et souvent seules visibles.

L'origine de cet hydrogène est facile à trouver. Les alcalis superfi-
ciels du verre, le verre lui-même, ne peuvent être privés d*eau com-
plètement. Un tube Plûcker, par exemple, si bien desséché qu'il soit,
donne avec éclat le spectre de l'hydrogène si on le chauflTe.

On est donc autorisé à admettre que les projectiles cathodiques ne
sont autre chose que des particules d'hydrogène électrisé.

Une conséquence immédiate de cette hypothèse est que Tafflui
cathodique et les rayons de Goldstein, qui sont le prolongement de
cet afflux au delà d'une cathode perforée, sont également formés
d'hydrogène en mouvement. L'emploi d'une cathode, dont la partie
centrale est en cristal, permet de vérifier sans difficulté que Tafflux
cathodique possède la même puissance réductrice que les rayons ca-
thodiques.

Pour s'assurer que les rayons de Goldstein possèdent également cette
propriété, il suffit de reprendre l'appareil de la figure 6, et de mettre
une lame de cristal sur le trajet des rayons; elle prend rapidement la
couleur violacée, à reflets métalliques, du silicate de plomb partielle-
ment réduit.

11 devient ainsi tout à fait évident que l'hydrogène fait à lui seul
tous les frais de l'émission cathodique. Les propriétés physiques et
chimiques de ce gaz font déjà de lui un corps à part dans la série des
éléments : il n'est pas surprenant qu'il se distingue encore des autres
corps simples par la propriété, qu'il posséderait exclusivement, de
pouvoir prendre l'état radiant et constituer les projectiles catho-
diques.

SIR LES RAYONS DÊVIABLES Dl RADIUM.

On sait que les rayons cathodiques des ampoules de Grookes peu-
vent traverser assez facilement de très minces feuilles de métal ou
d'autres substances.

On constate dans cette expérience que les rayons émergents con-
stituent un faisceau diflus dont la direction moyenne est toujours
sensiblement normale à la lame. Mais celle-ci devant être extrême-
ment mince il est difficile de faire varier beaucoup son épaisseur et
de modifier les conditions de la transmission. Cela devient au con-
traire facile avec les rayons ^3 du radium qui impressionnent assez
bien une plaque photographique après a\oir traversé plusieurs milli-
mètres d aluminium. Il est d'ailleurs facile avec le radium de prolonger

LA FORMATION DES RAYONS CATHODIQUES

ioa5

uffisammcnt le leinps de pose. On constate alors les phénomènes

iiivanls :

Avec des lames d'aluminium très minces (moins de o'"",i d'épais-

.eur) un faisceau de rayons 3 passe sans déviation ni difVusion nota-

vil

îles. Avec deux feuilles d'aluminium battu tout se passe à peu près
:omme s'il n'y avait rien.

Mais il en est tout autrement quand les lames d^aluminium attei-
[jnent quelques dixièmes de millimètre d'épaisseur. Dans ce cas les
rayons, supposés obliques à la lame, sont déviés par cette dernière et
se rapprochent de la normale. La déviation est d'autant plus considé-^
rable que l'épaisseur est plus forte. Avec des lames dépassant i™"*,

le faisceau émergent, d'ailleurs assez diffus, est sensiblement normal

à la lame.
On réalise aisément l'expérience au moyen du dispositif représenté

Fig. II.

fomh

Aluminium

-â.

Pië^9 sênsiMû

« I

Aluminium bëHu
(éêuM feui/fes)

A/, épstss': û'^Pû

AI. ép' cr^o

AI. épr âT95 ou

T 0

Séparalîoa des rayons ^ et y du radium par leur passage au travers de lames

de diverses épaisseurs.

fi;i;:ure 1 1 ; la partie supérieure est une coupe verticale indiquant la
marche des rayons; la partie inférieure est une projection horizontale
sur laquelle le résultat photographique a été seul représenté, calqué
sur un des clichés ainsi obtenus. La trace des rayons v non déviables
indique la région de la plaque que devraient atteindre les rayons ^
s'ils se propageaient en ligne droite au travers de l'obstacle. On voit
que pour des épaisseurs croissantes d'aluminium les rayons sont de
plus en plus déviés.

La figure 12 représente le résultat d'une expérience analogue : sur
S. P. 65

iv |^U<^u«r fAwlytfapiiJfju*-- *-ii>*-l(-p(.M- dt jniï>îer noir, est poséf o

kprturt fih'itiifr afiliiqtie fI fiir-Hmile monlrliil la srp*r»tioD do r«tna> in
par lrin>(ini>«i'in au tn*Frs d'une limr tpai»«. — Faàoean Irc» obliqK.
Iliapliniiiiif ciri^uliiire (grandeur oalurrllc).

ruve originale au majeo de laquelle ■'•nlcir
I non déviables (rayons f) du radiam. — l^>
ii'tmlre la plaque photographique suivant vot
lel liirn en évidence la propagatïoo rectiligar
iiirm l'inipresiiion produite par les rayons ^-
i' un ofaanip magnétique produit au nio^m

[ibratriiie de pUmili iuMVi.runooiivciliii-*

uLaire, Les rayons ïeli'
ileiiï impression-; ^ur

LA FORMATION DES RAYONS CATHODIQUES. lOIJ

i plaque, Kune très nette et elliptique correspond aux rayons y qui
assent en ligne droite, l'autre circulaire est donnée par les rayons ^
ui ont traversé la laine d'aluminium presque normalement. Cette
race circulaire est légèrement diffuse.

Il y aurait donc lieu de considérer une couche de passage, assez
'paisse pour les rayons ^ du radium, très mince probablement pour
es rayons des ampoules de Crookes, à partir de laquelle la transmis-
sion se ferait normalement à la lame traversée.

Sur la décharge électrique dans les gai raréfiés.

Une ampoule de Crookes (tube à croix, ou mieux tube de Braun
pour pouvoir observer facilement la déviation magnétique des rayons)
«st excitée par une bouteille de Leyde qu'on alimente par une
machine statique, source à débit régulier et, en raison de son vol-
tage élevé, à peu près indépendant de la charge de la bouteille (*).
bans ces conditions l'émission cathodique ordinaire apparaît dès que
la différence de potentiel aux électrodes dépasse une certaine valeur V
C|ui dépend de l'état de l'ampoule.

Le nombre de rayons émis par seconde (intensité) augmente avec
l'excès du voltage sur la valeur V. Si l'on arrête la machine l'émission
continue pendant un certain temps, une demi-minute par exemple, et
s'arrête quand on est redescendu à la valeur V ou à peu près, la bou-
leille restant ainsi chargée. Il s'est produit dans le diélectrique une
fuite réparable et dont le débit est limité par Tampoule elle-même,
indépendamment des résistances extérieures, nulles ici. Mais si, au
moyen de la machine, on surmonte cette fuite, et qu'on élève le vol-
tage jusqu'à une nouvelle valeur particulière V, supérieure à V, le
condensateur se décharge instantanément et complètement dans l'am-
poule avec un bruit sec; en même temps le gaz résiduel s'illumine en
masse. On peut cependant, surtout avec de faibles capacités, constater
la présence de rayons en majeure partie plus déviables que dans la
première partie de l'expérience, ce qui est aisé à prévoir, le voltage
descendant de V jusqu'à zéro.

Le premier mode de décharge est l'analogue de l'aigrette bruissante
qui, à la pression ordinaire, s'échappe des armatures d'une bouteille
de Leyde fortement chargée.

(') Pour une simple expérience (ie dénionstratioii ii est plus commode de charger
la bouteille avec une bobine de Bulimkoriï munie d'une soupape électrique.

IO-28 p. VILLARD. — LA FOBHATiœC lES WLATWOa

Le second inode constitue une ruplare irréparable da diélectrique.
il rquivaut à un court-circuit, et le débit n'est limité qoe par les résis-
tances extérieures. Avec le condensatear. des ctscillation^ se produi-
sent et le voltage tombe à zéro en an temps extrêmement court. Il
est évident que si le condensateur, réservoir à faible capacité, était
remplacé par des accumulateurs. c*est an arc qui s'établirait.

Ou réalise cette seconde forme de l'expérience avec une batterie
capable de donner Soo""'''"^ continus, et une ampoule peu résistante.
Kn élevant peu à peu le voltage on a d'abord des rajons cathodiques
(|ui rendent le verrre fluorescent [débit - j^ ^ ji d'ampère < * ;]. Si
Ton c!ontinue à élever la différence de potentiel, brusquement un arc
s^allunie, faisant sauter les plombs fusibles etpuhérisant l'ampoule si
Ton n'a |)as mis en série un rhéostat sufBsant.

Il en (;sl encore de même avec une lampe â mercure dans laquelle
on a, à volonté, soit la fluorescence cathodique sous Soooo^*****, ou
encon;, en cliauflant fortement le mercure, une pâle luminescence de
la vapcîur sous .'^oo*"'^* à 4^0****% î^vec un débit insignifiant, puis, en
élevant le voltage, l'allumage de Tare qui se maintient sous i5^"''*à
,^.yuiu ^»| débile autant d'ampères que Ton veut.

Dans l'air raréfié à 5*^'" ou 6*^"* de mercure on observe également
deux formes de décharge : l'étincelle non oscillante en forme de
ruhan de feu très sensible à l'aimant, ou au contraire un trait de feu,
non (léviable, très brillant (dix ou quinze fois plus long qu'à fair
libr(*), à caractère oscillant et à débit instantané considérable; en
niéiiie temps la gaine négative violette disparait. Il suffit pour avoir ce
trait d(* feu de joindn; à la source (bobine ou machine statique) une
iMMileilIr de Leyde dont on laisse le voltage s'élever en intercalant un
p(*lil intervalle explosif entre elle et le tube à gaz raréfié.

l'in abaissant la pression on voit ce trait de feu se transformer
(Tahord par endroits, puis totalement, en une nébulosité de plus en
pliiH dil)'iis(*« mais toujours très p^u sensible à l'aimant et à caractère
iieMenii*nl os(*illant. Sa couleur est également très difl'érente de celle
de lu (Milonut* anoditjue ordinaire. Le défaut de sensibilité magnétique
«le celle th^eliarge hrustpie s'explique peut-être par son peu de durée.

( ' ) ( ,0 (Irliii «'imniH' on rôaliio à ((Mê de celui des bobines explique la fluorescence
tl«'>t pdioit MMit un iiussi l);is Noilagc.

RFXHERCHES EXPERIMENTALES

SUR LA VITESSE ET SUR LA DÉVUTION MACtNÉTIQUE

DES RAYONS CATHODIQUES,

Par E. WIECHEHT.

Traduit de rallemand par Eugène BLOGH.

Annaien der Physik und C hernie, t. L\IX, 1899, P- 7^9 ^ 7^^-

(Elirait des Nachrichten de la Société royale des Sciences de GôUingen, Classe
Mathéin.-Ph\s., Cahier III, 1898, p. 'j6o, comiiiuniqué avec quelques inodifications
par !*auleur.)

§ 1. — Introdnction.

L'origine des expériences décrites ci-après fut la découverte par
Rôntgen des rayons qui portent son nom. De leur mode de formation
et de leurs propriétés, je crus pouvoir conclure qu'ils consistent en
ondes électromagnétiques de très courte période, ou, plus vraisem-
blablement encore, en une suite d'impulsions produites par le choc
des particules cathodiques lancées par la cathode contre les particules
matérielles qu'elles rencontrent. Cette conception, que j'ai déve-
loppée de plus près dans un Mémoire (') publié au printemps de
1896, présume l'exactitude de l'hypothèse de l'émission pour les
rayons cathodiques, et elle suppose à ceux-ci des vitesses bien supé-
rieures à celles qui existent en moyenne dans les mouvements d'agi-
tation thermique, même aux plus hautes températures accessibles à
nos expériences. Il me fallait, par suite, essayer de consolider l'hypo-
thèse de l'émission, encore contestée alors à maintes reprises et par des
physiciens éminents, et essayer d'obtenir un résultat décisif sur la vi-
tesse des rayons. En combinant dans ce but des observations sur la
chute de potentiel dans le tube à décharges et sur la déviation magné-
tique des rayons cathodiques (^), j'obtins, pour la vitesse, des valeurs

(') E. WiECHEUT, Abh. d. physikal.'Okonom. Gesellsch. à Konigsbcrg, t. XXXVII,
1896, p. I.
(') C/. le rapport cité plus loin du 7 janvier 1897.

1030 E. WIEGHERT.

extraordinairement élevées, valeurs qui n'étaient pas très éloignées
de la vitesse de la lumière. Ceci est assurément en accord parfait
avec l'hypothèse initiale sur les rayons de Rontgen ; mais je trouvai,
de plus, que la déviation des rayons cathodiques est beaucoup plus
grande qu'il ne serait possible, s'ils consistaient en traînées d'atomes
ou de groupes d'atomes chimiques ordinaires. Si l'on voulait con-
server l'hypothèse de l'émission, il ne restait plus qu'à conclure que
les particules lancées par la cathode possèdent une masse beaucoup
plus faible que les alomes d'hydrogène. Par là la question de la
nature des rayons cathodiques prenait une importance fondamentale
pour la théorie de l'électrodynamique que j'ai développée en accord
étroit avec H. -A. Lorentz : il devenait, en effet, présumable que,
dans les rayons cathodiques, se meuvent librement ces mêmes atomes-
matériels spéciaux chargés d'électricité, dont la théorie avait besoin
pour classer en un système satisfaisant la conductibilité métallique et
les différences dans les charges moléculaires.

Dans ces conditionsy je me suis proposé de mesurer la vitesse
des rayons cathodiques directement, sans utiliser l* hypothèse de
rémission, et de soumettre ainsi la nouvelle conception à une
épreuve décisive.

Mes travaux à l'Institut malhématico-physique de l'Université de
Ronigsberg, qui durent être interrompus au début de i^yj, ne con-
duisirent pas de suite au but. Je réussis seulement à mettre hors de
doute que la vitesse est si grande que l'hypothèse d'ions chimiques
ordinaires est totalement exclue. Les résultats provisoires et les con-
séquences qui s'y rattachent furent exposés dans le rapport (*) inti-
tulé : I. Sur la nature de l'électricité; II. Recherches expéri-
mentales sur les rayons cathodiques, le 7 janvier 1897. J'indiquai
là que la masse des particules qui composent les rayons cathodiques
était de 2000 à 4ooo fois moindre que celle des atomes d'hydrogène ►

Grâce à l'aide de M. le conseiller privé Prof. D' Voigt et à l'appui
de la Société royale des Sciences de Gottingen, je pus reprendre les
expériences pendant l'été de 1897, et j'arrivai cette fois au résultat
désiré : Il fut possible de mesurer la vitesse, et les valeurs obte-
nues se placèrent réellement dans ^intervalle prévu par des
considérations théoriques.

( ' ) Imprimé in extenso dans les Sitzungsber, d. physikal,-okonom, Geseltsch.,
à KônÎKsberg, t. XXXVIIÏ, 1897. P- « à 16; première partie imprimée dans la Natur-
wissenschaftL Bundschau, mai 1897. Une analyse se trouve dans les BeibL, t. XXU
1^97» P- W (^ ^^ ^i"« il y a deux fois à tort 300 au lieu de 2000).

LA VITESSE ET LA DÉVIATION MAGNÉTIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. Io3l

A la Réunion des IValurforscher à Braanschweig , en sep-
tembre 189^. je fis une communicalion provisoire (*). Un exposé
plus détaillé, où l'on a tenu compte d'observations ultérieures, occupe
les pages qui vont suivre. En particulier, on a refait des mesures
plus exactes sur la dé\iation magnétique afin d'obtenir sur la masse
des particules en mouvement un résultat plus silr que dans la pre-
mière publication du ^janvier 189^.

Le résultat positif de ces recherches (si on les rapproche des nou-
velles découvertes et mesures connexes faites d'autre part) fournit
une base expérimentale solide aux conceptions suivantes, que je
n'osais exprimer dans des travaux antérieurs (=*) qu'avec la plus
grande réserve :

La charge électrique de toute particule matérielle ri est autre
chose i/u'une liaison électrodynamique avec l\Hlier j qui dépend
essentiellement de la nature spéciale de la particule et qui ne
varie jamais.

Tout changement de charge d'un corps matériel est en même
temps un changement de sa composition matérielle, et tout courant
électrique est une convection d'électricité par des particules maté-
rielles. Dans la conductibilité métallique, il y a mouvement de cer-
taias atomes électriques, qui existent à côté des atomes de la chimie,
et ce sont ces atomes qui s'échangent quand, dans les phénomènes
d'électrolyse, les charges moléculaires varient. fJ électricité devient
ainsi, dans une certaine mesure, elle-même de la matière^ ou tout
au moins une forme des manifestations de la mat ière.

Les rayons cathodiques prouvent l'existence d'atomes négatifs
spéciaux. Nous ne possédons, autant que je puis voir, aucune indi-
cation précise qui nous porte à admettre aussi l'existence d'atomes
positifs correspondants. Même le phénomène de Hall dans les métiux
n'exige pas cette hypothèse, car il n'est pas nécessaire, pour son
explication, d'admettre un mouvement des particules positives dans
un sens invariable, mais il suffit d'un mouvement de va-et-vient. Il

(' ) E. WiEcHERT, Verhandl. d. Gesellsch. Deutscher .Xalur/orscher u. Aerzte 9
éuriiun de Braunschweig, II' Parlie, première inoilié, iHij^, p. 5o à 5'i.

{- ) E. WiKCHERT, Sitzungsber, d. physiknl.-ôAonom, Gesettsch., Kônigsbcrg,
. WXV, 1894, p. 4; Abh. de la même GeseUych., t. VXWll, 1896, p. i; Natur-
vissenschafU. /tundschau, l. VI, 1896, n» 47. Cf. aussi les travaux plus récents :
\^achrichten d. kgl. Gesellsch. d. Wiasensch., à Gôttinj;cn, \faik -phys. Ktasse
898, p. ly et Festschrift pour la féie de linausuraLioa du monument de Gauss et
^Veber à Gôttingen, il* Partie. Leipzig, chez Teuboer, 1899.

I«32 E. WIECHERT.

est néanmoins naturel de faire l'hypothèse beaucoup plus large que
la matière peut se résoudre entièrement en deux sortes d^atomes
électrisés, les uns négatifs, les autres positifs.

C'est pour moi une grande joie que de pouvoir exprimer à celtt*
place aux directeurs des Instituts physiques de Kcinigsberg et de
GiHtingen, MM. les Professeurs Volkmann, Voigt et Riecke, ainsi
qu'à la Société royale des Sciences de Gôltingen^ ma profonde
reconnaissance pour le bienveillant concours qu'ils ont prêté à mon
tra\ail.

M- — Méthode de mesure de la Titesse.

Des évaluations et des mesures antérieures de la vitesse des rayons
cathodiques sans l'emploi de l'hypothèse de l'émission ont été faile>
parGoldstein (*), Spottiswoode etFletscher Moulton (^), J.-J. Thom-
son (') et Th. Des Coudres (^). Les méthodes de Goldstein et de
Spottiswoode et Fletscher Moulton, qui utilisaient les déviations des
rayons cathodiques par une seconde cathode, ne peuvent pas être con-
sidérées comme rigoureuses d'après nos connaissances actuelles (-*);
il en est donc de même de leurs résultats. D'après Goldstein, la
vitesse serait plus grande que 800 000'" par seconde ; d'après Spottis-
woode et Fletscher Moulton, elle serait notablement plus petite que la
vitesse de la lumière. J.-J. Thomson s'est servi du miroir tournant
pour mesurer la différence entre les époques d'illumination de deux
surfaces phosphorescentes situées à des distances différentes de la
cathode. 11 trouva une vitesse de 200000™ par seconde, mais il a
renoncé de lui-même récemment à ce résultat qu'il considère comme
beaucoup trop faible. Th. Des Coudres a employé pour la mesure du
temps les oscillations électriques et a établi que la vitesse était cer-
tainement supérieure à 2000000" par seconde; on donnera plus loin
des détails plus complets sur la méthode.

(*) E. GoLDSTEi^ff Monatsber. d. k. Akad. d. Wissensch, de Berlin, année i^'^-î,
p. 122; Wied. Ann., l. \1I, i«8o, p. loi.

(') W. Spottiswoode et PLFiscHEn Moulton, Phil. Trans, Roy. Soc., t. CLXXI.
1880, p 627.

(3) J.-J. Thomson, Phii. 3fag., l. XXXVIII, 189^, p. 358.

{*) Th. Des Coron i;s, Verhandl. d. phrsikal. Geselhch. de Berlin, t. XÏV, i8o5,
p. 86: I. XVI. 1897. P* '^7î Verhandl. d. Gexellsch. Deutscher Aatur/orscher u.
AeF'zte, réunion de Francforts. -Af., 2* Partie, i" moitié, 1896, p. 6»».

f*) Cf. la discussion pins approfondie dans le Mémoire original, Golt. /Vachrich-
ten : Math.-phys. Klasse, Cahier 1, 1898.

LA VITKSSE KT L\ DÉVIATION IIAGNKTIQL'K DES HAYONS CATHODIQUES. lo33

Pour inos propres mesures, il m'a semblé (|ue le miroir tournant
n'oflVait que peu d'espoir de succès pour les vitesses extraorainaire-
inent grandes auxquelles il fallait s'attendre; et je me suis décidé par
suite à employer, en conformité avec Des Coudres, les oscillations
électriqu^'s.

La mesure de la vitesse e\\^e que l'on évalue l'intervalle de temps
pendant lequel les rayons parcourent un chemin déterminé. Dans
notre cas il faut donc ra|)porter le début et la fin du parcours aux
phases de la vibration du système électrique qui sert à la mesure.
Pour ce qui est du début, le proc^édé le plus naturel est de simplifier
la méthode d'observation, comme l'a du reste fait Des Coudres dans
ses mesures, en chargeant le système même qui sert à la mesure de
rémission des rayons cathodiques. On peut alors placer l'origine de la
distance à mesurer à Télectrode elle-même, et le début du parcours du
rayon est déterminé par ce fait, qu'il se produit pendant que le système
en\oie de l'électricité négative à l'électrode. Pour situer dans le temps
l'arrivée des rayons, on peut utiliser soit, avec Des Coudres, la modi-
fication subie par le rayon sous l'influence magnétique d'une portion
du système de mesure qui transporte le courant, soit la modification
sous rinlluence électrique d'une seconde électrode.

Des expériences de ce genre dans l'automne de 1 896 me montrèrent
qu'il y avait peu d'espoir d'atteindre ainsi le but, car il n'était pas
possible d'obtenir des rayons cathodiques de longueur même approxi-
mativement suffisante. Dans l'intérêt de ce qui va suivre il est néces-
saire de développer ceci d'un peu plus près.

Soil T la durée d'une oscillation complète du système de mesure,

L la longueur de l'onde électrodynamique correspondante, de sorte

que

L = TV,

en désignant par V la vitesse de la lumière. Soil, d'autre part, /la

longueur du chemin parcouru par les rayons cathodiques et utilisée

dans la mesure de la vitesse, / Tintervalhî de temps correspondant;

on a alors

/ = tv,

en désignant par i^ la vitesse des rayons cathodiques, et l'on obtient

i' / T
V L t

Il est facile de connaître /et L; pour déterminer le quotient cherchéTj

Io34 E. WIECHBRT.

il est donc nécessaire de mesurer = > c'esl-à-dire de trouver la valeur

de la durée du parcours t en prenant pour unité la période T.

II ne faut pas que / soit trop petit par rapport à T; car l'expérience
ne peut conduire à un résultat positif, que si Faction du système de
mesure à l'extrémité du parcours dillere notablement de ce qu'elle
est à l'origine, si par conséquent au bout du temps t la phase des
oscillations a varié d'une manière appréciable. On peut espérer abou-
tir avec un quart de période. D'après cela, si nous voulons que /^J-ï,
il faudra, pour qu'on puisse utiliser l'arrangement expérimental, réa-
liser la condition

Si Ion produit les rayons cathodiques au moyen de décharges de
bouteilles de Levde et en se servant du transformateur de Tesla, on
peut abijîsser commodément la longueur d'onde Ldu système électrique
k rH.»"*. Si Ton pose de plus, conformément à mes expériences préli-
niîoaires* %" = -^\ . il faudrait donner au parcours des rayons catho-
diqurs one longueur d'au moins /= i"*,5. Pour i' = ^ V il faudrait
df jà / = i".

L>ua> le ni4^e ordinaire de production des rayons cathodiques au
uiovea vl une bobine d'induction, il n'est à vrai dire pas difficile de
sui>re les ra^oas cathodiques sur des mètres de longueur, pourvu que
Ton preuue la précaution de compenser par des aimants convenable-
lueul places l elfel de déviation du champ magnétique terrestre. Mais
les clu>se> st» présentent tout difleremment pour les oscillations rapides
du transformateur de Tesla. D'abord il est nécessaire d'emplover des
deusilcs galeuses plus élevées clans le tube à décharges, ce qui entraine
une augmentation de l'absorption; ensuite, et c'est là la chose essrn-
lielU\ a\ei* les oscillations rapides la marche des rayons cathodiques
deviout déjà irrt*gulière à des distances relativement faibles de la
calhiule, de sorte qu'ils échappent à l'observation. A ce qu'il semble,
la distribution régulière des forces électriques qui est nécessaire pour
une marche rectiligne ou à faible courbure des rayons cathodiques,
ne sétablit que progressivement à l'intérieur du tube à décharges, à
partir des cleclrodcs, de sorte que, si les oscillations deviennont
rapides, le domaine de la propagation régulière diminue de plus en
plus vers la cathode.

iJaus mes expériences de laulomue iS^f) je n'ai pas réussi à obtenir

LA VITBSSK ET LA DÉVIATION MAGNÉTIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. 1035

(les rayons cathodiques de raideur (* ) moyenne (Hr = 200 à 4^o) pl"s
loin que So*^" ou 4o*^"' avec une intensité suffisante; le parcours indis-
pensable n'était donc pas atteint à beaucoup près.

Dans ces conditions il paraissait désirable de revenir à une méthode
plus générale et de renoncera confier au système de mesure l'émission
même des rayons cathodiques. Jl résulte de là une complication : il
faut en effet se préoccuper, en plus, d'établir une relation entre l'entrée
des rayons cathodiques dans le domaine de mesure et les oscillations
(lu système de mesure. Dans ce but il est nécessaire de soumettre le
point pris pour origine, au moyen d'une électrode auxiliaire ou d'un
(il traversé par un courant, à des forces électriques ou magnétiques
dérivées du système de mesure; on crée ainsi artificiellement la
périodicité dans le parcours ultérieur des rayons, qui est nécessaire à
la mesure de la vitesse, et qui s'établissait d'elle-même dans le cas
le plus simple examiné auparavant, 011 le système de mesure provo-
quait lui-même l'émission des rayons.

La véritable difficulté du dispositif réside dans le rapide amortisse-
ment des systèmes électriques à ondes suffisamment courtes pour
être employés à la mesure de la vitesse. Ceci a pour conséquence,
que seuls peuvent entrer en ligne de compte pour la mesure les rayons
cathodiques qui sont émis pendant un intervalle de temps exlraor-
dinairement petit. Pour une longueur d'onde de 10'" par exemple,
qui correspond à une période de — de microseconde, les dix premières
oscillations complètes, qui peuvent encore fort bien être toutes
employées si l'arrangement est bon, ne fournissent pour la mesure
qu'un intervalle de j de microseconde. Pour arriver néanmoins au
but, on peut, ou bien songer à déclancher le système de mesure un
nombre extrêmement grand de fois par seconde, ou bien essayer de con-
denser l'émission principale des rayons cathodiques dans le petit
intervalle de temps où les oscillations du système de mesure sont suf-
fisamment fortes. Comme la première voie paraissait offrir de trop
grandes difficultés expérimentales, j'ai suivi la seconde. J'ai pu
employer dans ce sens les décharges directes d'une batterie de bou-
teilles de Leyde à travers un circuit court, et les courants de Tesla
produits par les décharges de la batterie. On pouvait au premier

(') Par raideur il faut entendre le produit Hr caractéristique comme on sait de
cha4|ue espèce de rayons cathodiques; r représente le rayon de courbure de la tra-
jectoire, H le champ magnétique déviant; il faut désigner d'une manière correspon-
dante l'expression -rr- par Ue\iabilité.

10i6 E. WIECIIKRT.

abord trr)uver délicate la condilion. que les deux systèmes servant à
la iiHîsure de la vitesse et à J'émission des rayons cathodiques dussent
<Ure dëdanchés avec une concordance rigoureuse; j'ai pu résoudre la
difficuilté en employant r artifice de déclancher les deux systèmes
a\'ec la même étincelle; pour le reste ceux-ci doivent et peuvent être
entièrement indépendants.

On remarquera qu'il s'agit de nouveau, exactement comme dans la
méthode simplifiée décrite tout d'abord, d'employer pour la produc-
tion des rayons cathodiques des systèmes à jeu rapide. On se trouve
donc ici aussi limité, pour un système de mesure donné, dans la lon-
gueur qu'il e>l possible de communiquer aux rayons cathodiques, et
ici encore la longueur devient d'autant plus petite que le système de
mesure vibre plus rapidement. Mais on a toujours, sur la disposition
antérieure, le ^^nd avantage, que le système d'émission peut être pluâ
lent que le svsième de mesure, et, de fait, si l'expérience est montée
a\ecs«oiîn. il devient possible sans grande difficulté d'eU'ectuerla mesure
de U vîiesc^.

§ X. — liipHîiMB en Myériencas pour la mesure de la vitesse.

fui >ÀNfe»e .ft« SKStèflie de mesure des longueurs d'onde comprises
«raicrtf *>* et ^v" euvm>o. Dans la construction il fallait d'abord se
vfT'Vvc'i ?•? r -it ^mèrt- le> oscillations simples, c'est-à-dire d'éviter les
:Kiruiott:»^uf>. J'ai cfcp>isi pour cette raison le dispositif de Lécher,
aaa> itf»^urft «ieux rv^oKiens^Ateurs c\ c i /ig^ i) sont réunis d'un côté

Kij:- I.

^Kir IVtincelh' de dérhar«;e F, de l'autre métalliquement.

Knsuite il fallait obtenir de très grandes intensités de courant,
jHuir rendre forte l'action sur les rayons cathodiques. Dans ce but on
dmuiait aux (!on<lrnsateurs la plus grande capacité possible, et aux
connexions entn' <*ux la plus petite self-induction possible.

Kniiii il était nécessaire de diminuer le plus possible l'ai!iorli>>e-
nient des oscillations, afin d'a;j;raiidir le plus possible dans le temps
le domaine <les mesures. Pour celte raison j'ai utilisé pour la mesure.

LA VITESSE BT LA DÉVIATION MAGNÉTIQl'E DES RAYONS CATHODIQUES. Io37

non pas l'action électrique sur les rayons cathodiques, qui eût exigé
dans le tube de décharge la présence d'électrodes fortement amor-
tissantes appartenant au système de mesure, mais Taclion magné-
tique, pour laquelle il suffit d'amener au voisinage du tube de décharge
les fils qui transportent le courant du système de mesure.

Le tube de décharge renfermait une cathode concave (K, fi*^, 2);
les décharges étaient réglées de telle sorte que les rayons cathodiques
formassent un cAne délié à pointe assez fine, comme cela est indiqué
dans la figure schématique 2. Le trajet des rayons à l'intérieur du
tube était rendu apparent par l'illumination du gaz : aussi était-il
visible au- moins jusqu'à la pointe et même un peu plus loin.

Fig. 3.

Près de la pointe du cône de rayons le tube portait un diaphragme
métallique Bi muni d'une petite ouverture correspondant à la pointe.
A une dislance variable après B| était disposé un second dia-
phragme B2 muni d'une fente, et, quelques centimètres derrière
celui-ci, une lamelle de verre G perpendiculaire à la fente. Les
rayons cathodiques qui ont traversé B| et B^ formaient sur G une
tache fluorescente verte.

Pour exercer au moyen du système de mesure une action magné-
tique sur les rayons cathodiques, et pour fixer ainsi tout d'abord
le point de départ du parcours à mesurer, un fil réunissant les con-
densateurs c {fig- 1) était placé auprès du tube, comme la figure 3 le
montre clairement en abcde.

La portion abcd est plane et située dans une section passant par
Taxe du tube. Pour rendre la représentation plus commode, nous
admettrons que cette section est horizontale. Les courants alternatifs,
que le système de mesure envoie à travers abcd^ produisent alors un
champ magnétique alternatif, dont les lignes de force traversent ver-
ticalement le plan méridien horizontal du tube; les déviations du
faisceau de rayons se produisent donc dans le plan horizontal. En
recourbant abcd de plus en plus près du tube, et augmentant ainsi
progressivement l'action, on remarque d'abord que la pointe s'étale
dans le plan horizontal. Si l'action est plus forte et si le réglage de
tout l'appareil est convenable, le faisceau semble se diviser en deux,

I038 E. WIECHKRT.

comme Findique la figure 3. La séparation n'est qu'une apparence,
qui s'explique facilement, si Ton considère que le faisceau oscillant
traverse la position centrale avec une vitesse assez grande, et ne
subit aux extrémités pendant des temps relativement longs que des
déplacements faibles. La division fait voir clairement que les rayons
cathodiques ne sont en somme émis que pendant que le système de
mesure vibre énergiquement, et que, pendant ce temps, l'amplitude
des vibrations ne diminue pas beaucoup. Si l'émission des rayons
a lieu pendant une période plus longue, l'espace entre les positions
limites de la pointe parait aussi rempli d'une lumière intense; si
enfin une grande partie des rayons est émise quand le système de
mesure est déjà sans action, on aperçoit au milieu un faisceau de
rayons non dévié et fortement lumineux, et latéralement les portions
déviées plus faiblement lumineuses. Ces dernières disparaissent aus-
sitôt que le système de mesure est mis hors d'action. Comme les
rayons cathodiques non déviés sont inutilisables et gênants pour
la mesure, il faut chercher à les éviter le plus possible en disposant
convenablement le système qui fournit les rayons.

Imaginons autour du tube de la figure 2 le fil abcd en place. La
lamelle de verre G n'est atteinte que par les rayons non déviés. Par
suite du mode spécial de mouvement du faisceau oscillant décrit
ci-dessus, ces rayons restent peu nombreux, aussi longtemps que le
système de mesure agit avec intensité. Dans le cas particulièrement
favorable, où il n'y a pas de rayons cathodiques inutiles et où le fais-
ceau paraît divisé, ceci se manifeste aux yeux par le fait que la lame
de verre G devient obscure. Comme l'effet du système de mesure doit
être observé non seulement au début, mais à la fm du parcours des
rayons cathodiques, notre arrangement est d'après cela insuffisant.

Pour l'améliorer, nous plaçons auprès du tube entre K et B| un
petit aimant en fer à cheval M ( Jig. 4 ^^ 5). Si, comme on l'a supposé

Fig. 4.

dans la figure 4, le système de mesure n'agit pas, la pointe du faisceau
des rayons n'atteint plus maintenant l'ouverture de B, la tache lutni-
nescente sur G s'éteint. Si l'on met alors en action le svslème de me-

LA VITESSE ET LA DÉVIATION MAGNÉTIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. lO'iQ

sure {fig' 5), et si IM est convenablement placé, les rayons déviés
par abcd en sens inverse de M traversent B^ et Ba et illuminent G.
Ainsi est réalisé un arrangement qui est utilisable de la manière la
plus commode pour mes mesures de vitesse.

Pour connaître l'époque de l'arrivée des rayons en B2, G, on place
auprès du tube en B^ et en G un nouveau fil a' b' c' d' e' appartenant
au système de mesure et disposé de la même manière que abcde^ et
l'on observe son effet sur la position de la tache luminescente sur G,
par exemple en l'approchant et en l'éloignant tour à tour du tube.

Nous admettrons que la disposition est telle que les courants alter-
natifs dans a' b' c' d' soient toujours en accord avec ceux de abcd.
Il est alors évident que, si la vitesse était infiniment grande pour
notre disposition expérimentale, l'effet de a' b' c' d' serait le même que
celui de abcd. Dans le cas représenté sur la figure 5 la tache sur G
devrait donc se mouvoir sous l'influence de a' V dd* du côté de cêb' ,
Un écart d^avec ces préi^isions montrerait que la vitesse reste
dans les limites accessibles à notre disposition expérimentale.

Dans mes observations, B2, G et a' b' d d' étaient mobiles, et les
résultats furent les suivants :

Si a' b' c' d' et Bj, G étaient très voisins de abcd^ a' b' c'd' produi-
sait la même déviation que abcd. Si l'on retournait l'aimant M,
le déplacement de la tache phosphorescente sur G changeait de sens
en même temps.

Pour un certain éloignement plus grand du système (B2, G,
a! b'dd') la tache était étalée en largeur des deux côtés également ou
bien divisée en deux parties; ce phénomène ne changeait pas par
retournement de M. On pouvait en conclure que les rayons catho-
diques parcouraient alors la distance de abcd à a' b' c'd' pendant
le temps où le système de mesure accomplissait un quart d* oscil-
lation complète : les rayons cathodiques qui avaient passé en abcd
au moment de l'intensité maximum du courant, arrivaient en <Jb' dd»
au moment du changement de sens du courant. Le fait d'un élargis-
sement de la tache luminescente ou même d'une division de celle-ci
provient du mode particulier d'oscillations pendulaires du faisceau
dont on a déjà parlé. En raison de ce mode d'oscillation, les rayons
traversent B^ pendant un temps relativement long, pendant un
temps qui, dans mes expériences, pouvait être évalué le plus souvent
à environ un quart de la période du système de mesure.

Suivant que l'on déplaçait le système depuis le point neutre dans
un sens ou dans l'autre, la déviation l'emportait d'un côté ou de

Io4o E. WIKCHBRT.

i'aiiire. En augmentant Véloignement, on arrivait fie nou%^eau
finalement à produire la déviation tout entière d\in seul côtr,
mais dans le sens opposé à celui de abcd, A ce moitienl le retour-
nement de Taimant M entraînait de nouveau l'inversion de la dévia-
tion. Les rayons cathodiques trouvaient alors en alVdd^ la phase
opposée à celle qui existait en abcd.

Pour poursuivre aussi loin l'expérience avec l'arrangement très
simple que l'on a décrit, il fallait beaucoup de précautions et une
étude des plus soignées de toutes les conditions expérimentales. Autre-
ment l'intensité des rayons cathodiques arrivant en G et intervenant
dans les observations devenait trop faible pour qu'on piît les mettre
en évidence nettement au milieu de la lumière étrangère inévitable.
Les phénomènes deviennent beaucoup plus intenses et vraiment trt*s
faciles à observer, si l'on s'aide de forces magnétiques pour diminuer
le plus possible la dispersion des rayons entre B, et Ba. Dans ce but,
j'entourais le tube de verre entre B^ et B^ d'une spirale de fil, dans
laquelle on envoyait un fort courant électrique. Le champ magné-
tique a lignes de force parallèles a Taxe du tube qui est produit a l'in-
térieur du tube de décharge, oblige alors les rayons peu inclinés sur
l'axe à traverser le tube en spirales très allongées; et une grande
partie des rayons parvient en Bj qui aurait sans cela atteint la paroi
de verre. Le petit accroissement du parcours n'entre pas en ligne de
compte, à cause de la nature toujours assez grossière des expériences.

En se servant de la spirale auxiliaire et en étudiant de nou-
veau avec le plus grand soin les conditions de Cexpérience, on
réussit, à une distance de ¥^ de i"' environ, à atteindre et
à dépasser nettement le second des points neutres prévus par
la théorie.

Avant d'aborder dans le paragraphe suivant la description détaillée
des appareils employés, on va dire encore quelques mots de la dispo-
sition générale des deux systèmes éleclnques et de leur connexion.

Comme il faut s'eflbrcer de donner au système de mesure une self-
induction aussi petite que possible, il ne serait pas pratique d'inter-
caler les fils abcde et a' b'cfd'e' l'un derrière l'autre sur la même
ligne entre les condensateurs c. 11 vaut mieux employer deux lignes
séparées, disposées en parallèle. Dans mon cas celles-ci étaient
construites presque pareilles et placées symétriquement par rapport
à l'étincelle.

Pour le second système électrique j'ai employé dans les deux cas,
dans l'application des courants de Tesla comme dans celle des

LA VITESSE ET LA DÉVIATION MAGNÉTIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. Io4l

décharges directes de batteries, une disposition correspondant à la
figure I.

Pour le cas des courants de Tesla le schéma complet de Inexpé-
rience est alors représenté par la figure (). Dans cette figure L et L'

sont deux bouteilles de Leyde isolées, dont les armatures extérieures
sont séparées par la distance explosive F, et les armatures intérieures
par la bobine primaire PP du transformateur de Tesla. De la bobine
secondaire SS du transformateur des fils conduisent aux électrodes
du tube à décharges. Si Ton emploie les décharges directes, on
laisse SS de côté, et Ton amène Télectricité aux électrodes du tube
à décharges, par des fils qui partent de la ligne de réunion des arma-
tures intérieures, des deux cotés de la spirale PP qui y est insérée. Il
n est pas pratique d'enlever cette spirale et de réunir les armatures
intérieures des bouteilles de Leyde par le tube à décharges seul : dans
ce cas, en effet, lors de la charge de la batterie avant Tétincelle et lors
de la décharge après l'étincelle, le tube est traversé par une trop
grande quantité d'électricité inutilisable pour la mesure, et le phéno-
mène important est ainsi par trop masqué.

Avec l'arrangement choisi il se produit des oscillations dans le sys-
tème qui fournit les rayons cathodiques. Chose remarquable, je n'ai
le plus souvent obtenu les rayons cathodiques groupés en cône qui
sont nécessaires à l'expérience, que lorsque c'était non pas la pre-
mière oscillation produite par l'étincelle, mais la seconde, qui ame-
nait de l'électricité négative à la cathode concave K. L'action du
fil abcd montrait alors que cette seconde oscillation restait aussi
S. P. 66

io42

E. WIECIIEET.

la spule pour laquelle le faisceau conique se produisît. Tout se passe
donc comme >i le tuhe a\ait besoin dune certaine préparation, avant
qce les rayons cathodiques ne s'y développent de la manière ré«;u-
liêre utilisée ici. et comme si bientôt les conditions nécessaires ces-
saient à nou\eau d'être réalisées.

.$ 4. — Appareils poor la mesure de la vitesse.

Le iube de décharge pour les expériences définitives a reçu la dis-
position suivante :

In tuLe de verre d'en\iron 4o""" de diamètre porte, à une exlré-
Biité que j'ap[»elle la léle, tout d'abord l'électrode concave K d'envi-

ruu io"* de diamètre, a"*" d'épaisseur et à peu près 10*^'" de ravon
lie iourbure. Par frottement sur un verre de lunette, il était facile
d\>l)lenir la forme voulue avec l'exactitude requise ici.

L\»uverlurede i""* O pratiquée dans le diaphragme B, est éloignée
do K de î>' '" et se trouve à l'endroit où le faisceau de rayons catho-
diques tiioutre son plus i;rand rétrécissement. Celui-ci se produit
a\aul le poiut de con\er«:ence des normales géométriques, qui est à
10'" lU* K : re fuit s'explique complètement par le calcul, en vertu
dt* rdclii»u iiiai^uôtique du courant très considérable qui traverse le
lubo peudaut la formation des rayons cathodiques. On peut faclle-
uu*ul <e faire une idée de son intensité, en étudiant l'action magné-
tique du til i|ui Tamèue en K sur le faisceau cathodique, et en lacoiii-
paraut a\ee Telfet de forces magnétiques connues. Dans mes expé-
riences, j'ai tnMi\é des \aleurs allant de 20 à 4o ampères.

Connue l'anode exerçait une influence perturbatrice sur le dé\e-
loppcmenl el la propagation des rayons cathodiques, je lui ai donné
la forme diin anneau A V el je l'ai placée dans le plan de O. P<)iir
rendre ceci |)ossihle, le diaphragme B.> dut recevoir la forme d'un
(!(jne. l/auiieau \\\ réuni à B, a seulement pour but tle donner à H,
une position bien assurée.

Sitôt (|ue les électrodes viennent trop près de la paroi du verre, il

LA VITESSE ET LA DÉVIATION MAGNÉTIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. lO^S

se forme pendant le passage de Félectrieité dans l'espace interposé
des points brillants, d'où partent des décharges spéciales fortement
perlurhatrices. On a pris soin, pour celte raison, qu'il restât de toutes
parts autour des électrodes un espace libre de quelques millimètres.
Comme matière pour les électrodes, j'ai pris de l'aluminium;
coiuine matière pour les diaphragmes, du laiton. 11 n'est pas avan-
tageux d'exposer de suite les électrodes neuves aux décharges puis-
santes emplovées dans les expériences; dans ce cas, en effet, certains
points deviennent généralement privilégiés, car la décharge part
d'eux principalement et sous une forme inutilisable. Il est recomman-
(lable, au contraire, d'envoyer d'abord pendant un certain temps à
travers le tube les décharges directes d'une bobine d'induction.

Au delà de B| se trouve dans le tube un système aisément dépla-
çable de trois plaques de laiton Bj, B^, B* . Au milieu de B^ se trouve
un trou rectangulaire de 4""" sur y"»"»; B!j porte perpendiculairement à
la grande dimension de l'ouverture de B^ une lame G en verre de
Thiiringe, fabriquée par aplatissement d'un petit tube ou d'une
petite baguette; B".^ porte une petite tige plate en fer E. d^ et B'^ sont
rendus solidaires par un fil de laiton; un fil parti de B^ traverse libre-
ment un petit tube soudé à B!^, qui sert à le guider et forme une
boucle large autour du fil de réunion de B!, et B^ ; de sorte que Bj
peut être déplacé par rapport au système B!^, B^ sans tourner sensi-
blement. Au moyen d'un petit électro-aimant on peut, grâce à la petite
pièce de fer en B^, mouvoir le système du dehors, et l'on arrive ainsi
aisément à amener Bj à une place quelconque et G à la distance
voulue en arrière.

Dans uies expériences, le tube à décharges restait en permanence
en communication avec la pompe à mercure par l'intermédiaire d'une
canalisation en verre, il reposait en B', sur un support de caoutchouc
durci, auquel il était attaché pour plus de sûreté, et il n'était porté
pour le reste que par la canalisation en verre, soutenue de son côté
dans un support et par un cordon de ficelle. Ce dernier était accroché
à un fléau de balance très primitif et supportait la charge du tube
d'un côté de la canalisation en verre.

Pour relier le tube à la canalisation en verre, j'employais au début
la cire à cacheter; lorsque plus tard, en hiver, par suite du retour in-
cessant des fuites causées par les chutes de température trop considé-
rables dans la salle, j'eus manqué quelques expériences, je n'employai
plus que la soudure directe de tubes de verre, qui est très facile à réa-
liser avec un bon bec Bunsen.

loii

E. WIECIIKRT.

Pour le remplissage du tube on a toujours pris de l'hydrogène
qui, à cause de l^absorption assez faible qu'il exerce sur les rayons
cathodiques, se montra d'un emploi bien plus favorable que les autres
gaz, La pression variait de 7^ à -j millimètre.

La spirale magnétisante destinée à rassembler les rayons catho-
diques au delà de B| était formée d'un assemblage de diverses parties
séparées. Pour le tube de décharge décrit ci-dessus, chaque partie se
composait d'un morceau de tube de laiton de 10*^" de long et d'envi-
ron 55""' de diamètre, à bords relevés, sur lequel était enroulé en trois
couches un fil de cuivre de o"*"',8 d'épaisseur a gaine C jton. Les
di\ erses parties entouraient le tube à décharge, sans le toucher, et
reposaient sur une planche en bois placée sous le tube à décharges,
sur laquelle on pouvait les déplacer à volonté.

J'utilisais pour la spirale des courants de 2 à 4 ampères, d'où ré-
sultaient dans rintérieur des champs magnétiques de 60 à 1 20 unités.

Le système de mesure esquissé schématiquement dans les figures 1
et 6 était formé par l'assemblage de deux condensateurs à air. Dans
le svslème employé pour les expériences définitives, qui est repré-
senté sur la figure 8, chacun des condensateurs se composait de trois

pLucaux plans de laiton de 3™'" d'épaisseur, i5*"" de hauteur et 5o'"
vie lui iicur* disposés parallèlement et verticalement, et dont les arêtes
\\ Ion Nouuuets étaient arrondis. Les deux plateaux extérieurs, réunis
cutr\^ eux jvar les élriers de laiton a et/, forment ensemble l'une des
anuatmv<. le tivisiènie plateau, placé dans l'intervalle des autres.
Iv»inu' la Mvoiule. Les plaques sont soutenues par le socle en bois (!•'
loui Ir N\>ième et par le cadre R forme de tubes de verre et de boi>
|»!Ma(lini\ |Mr rinlernicdiaire des étriers a, dont deux s'appuient sur
iirvi j»i tito tiiics do caoutchouc durci A, tandis que les autres sac-

LA VITESSE ET LA DÉVIATION MAGNÉTIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. I045

croclient simplement aux tubes de \erre du cadre. Les plateaux inté-
rieurs sont soutenus par des crochets métalliques ^ et de petites tiges
de caoutchouc durci A.

Les étriers de connexion / ont, au-dessous des vis de serrage, des
encoches qui penneltent de les déplacer un peu vers le haut ou vers
le bas. De cette manière, on a un jeu de quelques millimèlres pour
régler la longueur de Tétincelle de rupture, qui jaillit entre deux
morceaux de zinc arrondis encastrés dans les étriers y. J'ai donné, en
général, à Tétincelle une longueur de 7""" environ. Du roté qui, sur
la figure, est caché au lecteur, c'est-à-dire en arrière, les étriers/
portent des vis de serrage pour les fils de jonction qui conduisent
au système électrique producteur des rayons cathodiques.

La distance qui sépare les plateaux était, en général, de 1*""; dans
les expériences faites sur des longueurs d'onde parliculièrcmenl
courtes (6"*, 5), où l'on a réussi à dépasser le deuxième point neutre,
la distance était élevée à 2'^"* par flexion des crochets a.

De chacun des deux plateaux intérieurs partent, vers l'intérieur et
en avant, deux bandes métalliques y, y' larges d'environ 20"'"*. Les
bandes opposées y, y et y', y deviennent finalement parallèles l'une
à l'autre, et portent en cet endroit des trous taraudés, dans lesquels
sont fixés les conducteurs mobiles conduisant aux fils abcde et
a' Uc'd'e'. Ces conducteurs se composent chacun d'un ou de deux
éléments de la forme représentée sur la figure 9 : deux bandes de

cuivre de 20"'"* de large, un peu recourbées et écartées à une extré-
milé, et portant à l'autre extrémité des disques de laiton soudés et
munis de trous taraudés, sont maintenues à une distance d'environ
^mm pgp jgg fiches d'ébonite solidement enfoncées. En y, y ou
en V, y', on visse l'extrémité élargie du premier élément qui peut
être le seul; l'autre extrémité porte alors soit l'élément suivant, soit
le fil abcde ou a'Vc'd'e', On reconnaîtra que cette construction
procure, outre la facilité du déplacement, une self-induction pres(|ue
constante et très faible.

Comme système d^ émission des rayons cathodiques j'ai employé
deux bouteilles de Leyde en flint isolées sur paraffine ou sur verre,
de 4o*"" de haut, i3'=" de large et 2*"™ d'épaisseur et dont les arma-

I046 e. WIECHBRT.

tures de papier d'ëtaîn avaient environ iS***"*. Pour avoir partout des
contacts sûrs, les armatures furent munies chacune d'un anneau de
laiton de 2*^" de large, entouré de papier d'élain et faisant ressort.
Pour les armatures extérieures, les anneaux sont d^un seul morceau
et exercent par eux-mêmes la force élastique nécessaire; pour les
armatures intérieures chaque anneau est formé par l'assemblage de
quatre morceaux séparés, qui sont fortement appuyés contre la bou-
teille par quatre fils formant ressort, et issus d'une vis de serrage
extérieure à la bouteille.

Des anneaux extérieurs deux fils de cuivre épais de 2™"* et longs
de 60*^'" se rendent à l'étincelle (Jiff- 6) ou aux élriers / du sys-
tème ce {/ig* 8). Pour les expériences avec des longueurs d'onde
très courtes, chacune des connexions est faite par plusieurs fils paral-
lèles (jusqu'à six), afin de diminuer le plus possible la self-induclion.
Les fils de communication avec la bobine d'induction (^g. (\) peu-
vent être fixés n'importe où aux anneaux extérieurs des bouteilles de
Leyde, ou être accrochés aux fils qui s'y rattachent.

La spirale PP {/tg^ 6) était formée de fil de cuivre de 2""* d'épais-
seur, et assujettie par ses extrémités rectilignes dans les vis de serrage
des armatures intérieures de L, L'. La longueur totale du morceau de
fil employé était en général de 1"*, le diamètre des spires de 3*^"*, leur
nombre de dix, la longueur de la spirale même de 5*^'"; cependant il
pouvait y avoir des changements notables. Pour les expériences avec
de très courtes longueurs d'onde on ne prenait que 5 spires formant
une spirale de 3*^*" de longueur. Si l'on employait les courants de Tesia,
on passait par-dessus la spirale un tube de verre s'adaptant étroite-
ment sur elle et épais de 2™™; ce tube portait la spirale secondaire SS
du transformateur. Celle-ci avait une longueur à peu près égale à
celle de la spirale primaire; elle se composait de spires rapprochées
d'un fil de cuivre ordinaire de o'"",8 d'épaisseur, recouvert de coton,
et plongé dans la paraffine pour améliorer l'isolement. Il arrivait par-
fois que le tube de verre de la spirale secondaire fill percé; en pareil
cas, il suffit le plus souvent de boucher les trous avec de la cire.

La bobine d'induction^ provenant de la maison Max Kohi, à
Chemnitz, donne nominalement une étincelle de So*^"^. J'ai employé
un interrupteur rotatif à mercure de la même maison et ai ré*çlé la
vitesse à 1 5 ou 20 interruptions par seconde. La bobine consoniinait
alors environ un courant de 6 ampères.

Pour terminer nous allons encore dire quelques mois sur la dispo-
sition générale des appareils.

hk VITESSE ET LA DEVIATION MAGNETIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. 10 47

Le tube à décharges était fixé au voisinage du bord antérieur de
la table d'expérience, et parallèlement à ce bord; il était horizontal
et à 3o*^" au-dessus de la table. Au-dessous se trouvaient, à portée de
la main de l'observateur, la résistance de réglage de la bobine et l'in-
terrupteur commandant la spirale magnétisante. En arrière, à une
distance de 20'^'" environ, étaient disposés les deux systèmes électri-
ques : auprès de la l(Ue du tube à décharges le système émettant les
rayons cathodiques, à coté le système de mesure représenté sur la
ligure 8. La position du dernier devait être choisie de telle sorte que
sa ligne médiane passant par F tombât à la même hauteur que Taxe du
lube à décharges, car les bras que l'on pouvait fixer à y? y et à y', y
n'étaient mobiles essentiellement que dans un plan horizontal. La
bobine d'induction et son interrupteur étaient placés à plusieurs
mètres de distance du tube à décharges sur une table spéciale, afin
d'éviter les perturbations magnétiques.

§ 5. — Mesnre de la déviation magnétiqne.

On verra par l'exposé du prochain paragraphe, que les appai*eils
décrits ci-dessus fournissent, pour la vitesse i' des rayons cathodi-
ques, des valeurs qui se rangent au-dessous de la vitesse V de la
lumière, ce qui nous confirme dans l'hypothèse de l'émission. Pour
utiliser les mesures dans cette hypothèse, il faut connaître a, c'est-
à-dire la masse moléculaire d'un électron de charge électrique porté
par les particules en mouvement. La théorie donne pour le cas de la
déviation magnétique

a rj = 3,1073. io-"(/-n), av = o,9r)5.io*(/'H)

et pour celui de la déviation électrostatique

aA^y=i,o73.io-9(rH), afî= 0,965. io»î(/-R);

r représente le rayon de courbure, H la force magnétique déviante,
R la force électrique en volts-centimètres. On a pris 16 pour masse
d'un atome d'oxygène, et l'on admet que 1 coulomb, c'est-à-dire
•^V unités électrostatiques d'électricité, libère dans l'électrolyse
0,8*288. io~* gramme d'oxygène; il résulte de là

a = — o , 9G53 . 1 G* V,

I0j8 B. WIECHERT.

en appelant m la niasse et e la charpie des particules mesurée éleclrc»-
staliquement.

D'après ces formules, on peut calculer a quand on connaît, oulre
la vitesse v^ la raideur magnétique rH ou la raideur éleclrique / R.
J'ai choisi la mesure de beaucoup la plus commode de la raideur ma-
gnétique.

Comme il ne semblait pas impossible que la vitesse et, par suite, la
déviabilité des rayons cathodiques variât depuis la cathode jusqu'au
diaphragme B|, j'ai considéré comme utile de ne déterminer la dévia-
tion qu'au delà de B|, et j'ai employé pour cela la méthode suivante,
qui, par des calculs relativement simples, fournit des relations tout à
fait commodes.

De la manière indiquée clairement sur la figure lo, on faisait

l'ig. lo.

-^-"-±:z-i

•<-,

& Jfz

passer un courant électrique dans des fils droits, parallèles et disposé^
le long du tube à décharges et de chaque côté. On s'arrangeait
de manière que ces fils seuls jouassent un rôle dans la déviation
magnétique. Les rayons se courbaient comme la figure le montre en
exagérant. Au moyen d'une division, découpée en fofme de scie dans
du clinquant, et qui recouvrait en partie la lamelle de verre, on me-
surait sur cette lamelle G le déplacement de l'ombre d'un fil tendu à
travers l'ouverture du diaphragme B|. Pour connaître l'intensité du
courant, on se servait d'ampèremètres soigneusement étalonnés.

Dans les expériences on utilisait toujours des intensités telles que
les rayons arrivant en G fussent très peu courbés. On peut donc
écrire pour la trajectoire

d^y _ H

e/:r« "■ S '

en désignant par S la raideur magnétique des rayons et H Tintensilé
du champ sur la droite qui joint B| et B2.

H résulte de l'action combinée des deux fils. Nous pouvons poiir
le calcul, conformément à la figure 11. admettre qu'il u'v a qu un
seul fil, si nous le plaçons à une distance moitié moindre de la
«Iroite V = 0 que les fils réels, et si nous lui attribuons la M«innio de>
intensités tra\ersant ceux-ci. Si celte somme est /, on a, d'aprè> la loi

lA VITESSR ET LA DÉVIATION MAGNÉTIQUE DES BAYONS CATIIODIOUES. Io49

(le Biot et Savart,

» - r.[h ') - {• -^ m-

Fig. II.

OÙ les distances r et /•' (contrairement à x) doivent toujours être
comptées positivement. D'après cela :

= À [(-^ (-'?)]

en posant

? =

* — I.

?=7r

Par intégration, il vient

et puis

où Ton a posé

g = i[(Ç-i-P)-a'+P')i + c.

_^=l|(Y-Y')+c/t$ + C.

Y =(9+\)\ +lognatf?-+-0,
Y'=(p'-t-î')?'+lognat(p'+Ç').

Des deux constantes d'intégration c et C, c désigne la valeur sup-

d'y ^

posée de --r- pour ç= — oo, x =^ — oc et est déterminée parla con-
dition que j'i doit être égal à r^ ; il suit de là que

i Y,-Y,-(Yi-Y',)

U-l

La constante C peut être éliminée au moyen de la condition y^ = o.
On trouve alors pour la raideur magnétique cherchée

io5<)

K. WIKCHEIIT.

Si les fils sont passablement longs de sorte que x, s^*îl en outre
plusieurs fois plus grand que A, il suffit entièrement de po<er. [«ar
approximation,

Yi=>.

X ^ '^3

y; - Y. = .

Dans mes expériences on s'est servi, pour supports de> lils condui-
sant le courant /, de deux cadres de bois que l'on pouvait assembler
au moven de clie\illes {cf.Jig. 12^, et sur les faces internes desquels

Fig. 12.

IM*

deux fils couraient Tun auprès de l'autre. De cette manière le cou-
rant passait de chaque côté du tube en tout quatre fois. Si J e>l le
courant en ampères qui traverse chaque fil, on trouve d après cela,
pour rinlensité du courant / à calculer en unités C.G. S.,

i = — J.
10

/t èrait rgal à ii"\ /, la longueur de la portion de courant, à 4o""-
I /erreur pro\enanl des portions de fil négligées ici se montait, d'aprvs
Ir calcul, à moins de i pour 100, et pouvait, par suite, être néjîligée.

§ 6. — Les expériences.

Kn diminuant progressivement la pression de Thydrogène dans le
lubo à décharges, le faisceau conique de rayons cathodiques appa-
raissail «léjà quand la pression était tombée à {""" environ. Pourlanl
à ( c moment les ravons ne possédaient pas encore l'énergie suffisanle
pour proxoqucr dune manière sensible la luminescence du verre; ils
riaient donc cnci>re inutili>ables pour l'expérience. Ils ne devenaient
utilisables «pit» pour une pn'ssion de * millimètre environ; pour une
pression dcuxirou ^ de millimètre le faisceau commençait à perdre
sa pointe nette, de sorte que lobserxation était bientôt rendue impos-

L\ VITESSE KT LA DÉVIATION MAGNÉTIQUE DES RAYONS CATIIODIQUKS. !0>l

sible. La raideur magnétique (S = Hr) variait, dans le domaine utili-
sable, de 200 à 45o à peu près. Quand on restait dans ces limites, il
était facile, avec le second fil {a'b'c'd')^ d'atteindre des distances
pour lesquelles son action était opposée à celle du fil (abcd): en
d'autres termes on pouvait aisément atteindre et dépasser de beau-
coup le premier point d'inversion. On trouvait, en accord complet
avec la théorie de l'émission, que le point d'inversion reculait d'au-
tant plus loin que la raideur magnétique croissait davantage. De
même la position du second point d'inversion, autant qu'on pouvait
la déterminer, correspondait exactement à la théorie, car sa distance
à l'origine du domaine de mesure élait trois fois plus grande que
pour le premier point d'inversion.

Pour les calculs on n'employail que le premier point d'inversion, de
beaucoup le plus sûr à déterminer. Si A représente sa distance à l'ori-
gine du domaine de mesure, L comme précédemment la longueur
d'onde du système de mesure, la formule

V ~ L

donne la vitesse r en fonction de la vitesse de la lumière V. 1^ était
déterminé à la manière usuelle au moyen de la résonance de fils.

Le rapport de la charge électrique e des particules à leur masse m
est donné par

e Vî P

e \ V

m "" S V

m - S V

suivant que e est mesuré en unités électrostatiques ou électromagné-
tiques, il s'ensuit que a est donné par

a = — 0,9653.10^ V;
e

on peut aussi le calculer directement (c/, § 0) par la formule

a = 3,29.. 10-^ —

Dans Tévaluation de X, on rencontre la cause perturbatrice sui-
vante : à cause du mouvement ralenti du faisceau de rayons oscillants
dans ses positions extrêmes, il passe des rayons cathodiques à travers
le diaphragme B| pendant un temps relativement long. Par suite on
observe avec le système a' b'c'd\ B^, G, déjà bien avant le premier

lOO'l E. WIECIIERT.

point d^Jnversion, outre les rayons qui sont encore déviés dans le
même sens que par abcd^ des rayons qui ne sont pas déviée du tout,
ou qui sont déjà déviés en sens opposé. Et il en est de même après
le point d'inversion. Il devient dès lors difficile d'apprécier exacte-
ment la position du point d'inversion, et l'on s'expose facilement au
danger de commettre une erreur systématique, qui, dans toutes les
séries d'observations, ferait paraître X uniformément trop grand ou
trop petit. L'étendue nécessairement très notable des systèmes K, Bi,
abc d et Bj, G, a'b'c'd\ qui provoque aussi de son coté une incer-
titude dans Tévaluation de )*, n'a en proportion que peu d'influence.
En prenant comme origine de la distance à mesurer un point situé
en avant de K, au tiers de la distance KB,, et comme extrémité le
diaphragme B.j, situé au milieu du fil a'b'c'd'^ j'ai sans doute tenu
un compte suffisant des choses à ce dernier point de vue.

A cause des erreurs systématiques à craindre, je ne veux pas accu-
muler ici les résultats expérimentaux, mais me borner à citer deux
séries d'observations, qui me paraissent particulièrement dignes de
confiance.

La distance des plateaux des condensateurs était d'environ i*'"; pour
chacune des connexions on n'employait qu'un seul des éléments re-
présentés sur la figure 9. Pour la série I, les fils déviants correspon-
daient exactement à la figure 6, pour la série II, ils étaient ramenés
deux fois de la manière indiquée autour du tube, de sorte que l'action
sur les rayons cathodiques était doublée. L'accroissement de la self-
induction des fils pour II entraînait un accroissement de longueur
d'onde du système de mesure, qui devenait L=ii4o'*'" au lieu de
L = 940*"'" pour I.

Après réglage de la presssion du gaz avec l'aide de la trompe, on
observait dan.s chaque mesure la raideur magnétique S, puis la vi-
tesse i', puis de nouveau la raideur magnétique S. Sur la détermina-
lion de S on a dit le nécessaire dans le paragraphe précédent. Pour
la détermination de ç et de A, la distance à mesurer / recevait succes-
sivement des valeurs différentes, et l'on concluait à chaque fois de
l'action du fil «'//c rf', si et de combien l'extrémité de la distance à
mesurer était en avant ou en arrière du point d'inversion primitif,
c'est-à-dire si, et de combien, / était plus petit ou plus grand que X.

Des Tableaux ci-joints, le Tableau I renferme les données directes
des expériences; dans le Tableau II sont rassemblés les résultats; on
a pris pour la raideur magnétique la moyenne arithmétique des deux
valeurs observées.

LA VITESSE ET LA DÉVIATION UAGNÊTIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. Io53

La pression du gaz était, pour les premières expériences de chaque
série, comprise entre |- et 5 de millimètre; pour les dernières environ
~ de millimètre.

D'après les observations, les expressions

I
lioo

( — ) =3,77.10»", (— ) =1,27.10",

\tn / élcciroslaliquo \^^ / électromagnétique

représentent les valeurs les plus vraisemblables, pour le poids ato-

mique a d'un électron rapporté à O = 16, et pour le rapport — de la

charge en unités électrostatiques ou électromagnétiques à la masse en
grammes. Si Ton veut tenir compte des erreurs d'observation systé-
matiques à craindre, les valeurs

1600 io5o

pour a doivent (^tre encore considérées comme parfaitement possibles.
Les valeurs

I I

I 400 900

sont au contraire déjà très invraisemblables. Les valeurs corrélatives
de — en unités électrostatiques ou électromagnétiques sont

4,G4.io'7 et 3,04.10»"^,
1,53.10"' et 1,01.10",

que l'on doit considérer comme des valeurs fort possibles, tandis que

5,5i.io*" et *2,Gi.io*",
1,84. lo^ et 0,87.10"

sont, au contraire, des valeurs très invraisemblables.

io54

E. WIKCHERT.

Tableau I.
I. — L = 94oe», h = S*^».

DélerminattOQ de la raideur magnétique.

Avant . . .
Après . . .
Avant . . .
Après . , .
Avant . . .
Après . . .

«Fj*

»&«•

^3-

•mp
3,0

cm
— 14,5

-+-6.4

-Hl'-*t7

o,3o

278

6,4

~i3,5

-+-5,o

-hio,o

o,4o

281

6,4

— 13,5

-1-5, 0

-f-io,o

o,3o

374

6,3

— i4,o

H-6,0

-hl2, 1

o,46

349

6,3

— 14,0

-1-6,0

-hI2, I

0,40

402

6,3

— »5,9

-h7,o

-hi3,8

0,47

439

Détermination

du premier point d'

inversion Uj.

Position 21

Observation . av. Ui

Position 21

Observation . n. av. Ui

Position //

Observation . //

av. Ui

av. L'i

arr. Ui

41
arr. Ut

4a
p. arr. Ui

cm
If

5i
n. arr. Ui

arr. U i

3i
36

II. — L = ii4o"^'», /i = S'^".

Détermination de la raideur magnétique.

omp COI cm cm cm

Avant 4î9 — ï3,o -h6,3 H-r2,5 o,4o 3a6

Après 4,9 — '3,o -1-6,8 -hi3,2 o,433 32G

Avant 4,9 — '3,0 -f-(),8 -hi3,2 o,38 373

Après .... 4i9 — ï'^M^ -1-6,8 h-i3,i 0,39 354

Avant 6,5 —12, 5 -1-6,8 -i-i3,i 0,46 398

Après 6,5 — 12, 5 -f-6,8 -f-i3,o 0,44 407

Détermination du premier point d^invcrsion U|.

/. ^^

cm cm cm cm

Position 24 34 44 54 j

Observation, n. av. Ui av. Ui arr. Ui n. arr. U| (

Position -48 38 48 58 J

Observation . n. av. \}\ av. Ui arr. Ui n. arr. Ui (

Position 28 38 48 58 J

Observation, n. av. Ui av. L'i i, arr. U| (

Abréviations : n. av. Up notablement en avant de U,; av. Up en avant de U,;

LA XITESSE ET L4 DKVIATION MAGNÉTIQUE DES RAYONS CATHODIQUES. foS5

cruin si c'est en avant ou en arrière de U,; p. arr. Up un peu en arrière de U,;
.,, en arrière de U,; w. arr. U,, notablement en arrière de U,.
représente le premier point d'inversion.

Tableau II.

I. — L = 940*^"'.

e
m

électrostatique, électromagnétique.

4,25.10*' i,4i.io'

3,80.10*7 I,'27.I07

3,56.10*' 1,19.10'

K\)

0, i3<

1470

i&i

0, i58

1
1 3 fo

4>o

0 , 1 60

1 2Â0

'Vi(\

0, i37

M] \

0 , 1 M

4o3

0,168

II. — L = I i4o

— 3,78.10*' i,jiG.io'

1 :iUU

1
1 s»u

i29U

3,73.10" 1,24.10'

' 3,7J.io" 1,25. 10'

SUR LA PRÉTENDUE RÉPULSION

DE DEUX FAISCEAUX CATHODIQUES PARALLÈLES,

Par E. WIEDEMANN et H. ÉBERT.
Tradvit d% Falleouad par P. MA8800US1.

Annalen der Phytik und C hernie, t. XLVI, 1891, p. ).

Dans un récent Mémoire publié dans les Comptes rendus de la
Société physico-médicale d*Erlangen nous nous sommes occupés
d'une série de propriétés des rayons cathodiques (passage à travers
des feuilles métalliques minces, réflexion difluse, dispersion) et avons
étudié leurs caractères surtout au point de vue d'une théorie générale
des phénomènes de décharge dans les gaz. En particulier nous avons
été conduits à examiner de plus près Fexpérience faite par Crookes
et dont il a déduit que « deux faisceaux cathodiques parallèles et de
même sens se repoussent mutuellement ».

Crookes se servait d'un tube portant à l'une de ses extrémités deux
lames a et b (Jig. i ) légèrement inclinées sur l'axe; à Taulre extrc-

Fig. I.

mité se trouvait une anode et devant ael b était dispose un écran de
mica avec deux ouvertures d el e; derrière cet écran et parallèlement
41 l'axe du tube se trouvait une autre lame de mica, recouverte d'une
substance phosphorescente, sur laquelle se dessinaient nettement les
faisceaux cathodiques émanés de d ou e. En employant seulement l'un
des plateaux a ou b comme cathode (*) on obtient un faisceau de

(') Nous avons utilisé comme source d'clectricitc une grande machine à influence
à ■?.() paires de plateaux, avec laquelle les plicnomènes observés présentent une fixité
r-xiiuordiiiaire el dont je suis redevable à la Elisabeth Thomson Science-Fond
M Iu(iuellc j'adresse ici, à celte occasion, mes meilleurs remerclments.

Stn LA PRÉTENDUE RÉPULSION DE DEUX RAYONà CATHODIQUES. Io57

rayons cathodiques qui coupe Taxe du tube à peu près à l'exlDémité
de récran. Si les deux plateaux sont reliés simultanément au pôle
négatif de la source d'électricité les deux faisceaux s'écartent l'un de
l'aulre : ils sont encore rectiligncs, comme précédemment, mais se
propagent parallèlement à l'axe du Uibe. Tout paraît se passer comme
si les deux faisceaux se repoussaient, (|uoiqu'il soit bien étrange qu'on
n'observe aucune courbure de ces faisceaux.

jNous avons modifié cet appareil en ajoutant au-dessus de l'ouver-
ture d un petit écran de mica pouvant tournerautour d'une charnière
de façon à fermer l'ouverture <^ ou à la laisser libre suivant Tinclinai-
son qu'on donne au tube en l'agitant convenablement. En ouvrant d
on utilise le faisceau cathodique émis par a et l'on peut maintenant
décider si la déviation observée est due au faisceau lui-même ou à sa
source dans un changement des conditions à la cathode. L'expérience
montre que c'est cette dernière supposition qui est la vraie.

Si l'on prend d'abord b seulement, puis b el a comme cathodes, la
déviation du faisceau passant par e se produit exactement de la même
façon que d soit ouvert ou fermé ( ' ).

La déviation observée n'est donc pas due à ce que les faisceaux
passant par ^/ et e se repoussent mutuellement, mais à ce que l'émission
des rayons par une cathode se fait de façon différente suivant que cette
cathode fonctionne seule ou suivant qu'une autre cathode fonctionne
simultanément dans le voisinage.

Ceci s'accorde avec l'idée déjà exposée ailleurs, d'après laquelle la
formation des rayons cathodiques est précédée de mouvements à la
cathode. Le phénomène actuel se rattache donc étroitement aux
recherches de Goldstein sur les phénomènes de déviation.

(') Les rdyons calhoJiqucs passant à travers les oiivorlnrcs de récraii produisent
•«tu* la paroi de verre en face de la calhodo deux taclicà circulaires vertes qui se défor-
ment aussi dans les deux cas quand on prend pour cittiodes d'abordé, puis b et a.

f9*t

S. p. 67

SUR INE KOLVEUE SORTE DE RAYONS

PRODUITS PAR LES ÉTINCELLES ET LES DÉCHARGES ÉLECTRIQUES

(RAYONS DE DÉCHARGE) (»),

Par E. WIEDEMANN.

Traduit de l'allemand par P. MASSOULIER.

Zeitschrift fur Electrochemie. t. II, 1 895-1896, p. lôg.

(Comptes rendus de rAssembIce générale de la Société ElectrocliiiDiq«e

allemande du 6-10 juin 1895 à Francfort.)

BeaiirC)u|) de substances, soit à l'état naturel, soit après une eici-
lalion préalable, ont la propriété d'émettre de la lumière quand on
les rhauflV. Elles perdent cette propriété dès qu'on les a chauffées
une fois, mais peuvent l'acquérir de nouveau quand on les soumelà
Tactiou des rajons cathodiques, quand on fait éclater des ëlincelles
dans leur voisinage, ou, pour certains corps, quand on fait agir sur
eux de la lumière de longueur d'onde convenable. Nous nous occu-
perons seulement de l'excitation par les étincelles électriques.

Toul d'abord il s'agit de savoir si l'étincelle agit par la lumière de
pelite (»u de grande longueur d'onde qu'elle émet, ou si son action
doil èlre rapportée à d'autres radiations, analogues aux oscillations
éleclricpies ou aux rayons cathodiques et que nous nommerons rayons
(le (l('c/t(tr^(% |)Our ne rien présumer sur leur nature tout à fait indé-
terminée. La production de radiations analogues aux ravons catho-
dicpies esl Nraisemblable, puisque dans l'étincelle, comme dans la
colonne positive lumineuse des tubes à décharges, il y a production
de rapides oscillations de potentiel.

Pour savoir si l'étincelle agit |)ar des oscillations électriques ou par
sa luinièn», et dans ce cas par sa lumière ultra-violette, il suftira

( ') In Méiunire (iéluille sera public dans les Annalcn sur les faits qui suivent et
ceux {|ui s'y rattaclienl.

SUR UNE NOUVELLE SORTE I)K RAYONS. IOj()

interposer, entre rétincelle et la substance à exciter, une lame
l'un diélectrique transparent pour ces oscillations, mais ne laissant
>as passer la lumière ultra-violette. L'expérience montre que Faction
le l'étincelle est alors complèlement supprimée, de sorte que l'eirct
'st dû seulement à la lumière ultra-\iolette ou à des rciyons de
lêchars^e.

On pourra décider entre ces deux cas, directement, sans mesures
on«^ues et plus ou moins précises, s'il est possible de trouver un
:orps qui soit excité par l'action directe des rayons de Fétincelle et
|ui ne le soit pas par la lumière ultra-violelle, ni par les radiations
les plus réfrangibles, comme celles qui traversent le s|)atb.

T/essai des substances à ce point de vue a été fait de la façon sui-
vante : on les étide sur une plaque de cuivre ou une lame de mica,
on les cliaufl'e jusqu'à ce qu'elles n'émettent plus de lumière et on
les recouvre, mais sur une moitié seulement, avec \\\\i\ lame de (piarlz
de o"*"*,3 d'épaisseur qui est alors transparente seulement jusqu'à
).= 180, ou avec une lame de s|)atb qui est transparente jus(pià)v= 100,
*'est-à-dire beaucoup plus loin que la couclie d'air interposée entre
l'étincelle et la substance à essayer. On fait ensuite éclater les étin-
:elles entre deux spbères, pendant assez longtemps, à o/"«->{*^"> de la
uihstance et enfin l'on cliauffe celle-ci dans l'obscurité. D'après les
expériences de Schumann, la coucbe d'air de 2*^'"-4^'" d'épaisseur
absorbe complèlement l'ultra-\iolet extrême. La plupart des sub-
stances deviennent lumineuses aussi bien dans les régions couvertes
que dans celles qui ne l'étaient pas; et elles sont aussi fortement
excitées par la lumière ultra-violette.

Au contraire, avec une durée d'exposition pas trop grande, on
obtient une opposition bien trancbée, la partie recouverte restant
complètement sombre tandis que l'autre devient très brillante, avec
CaSO*-f-:rMnSO% GaC03-hxMnCO% JNa^SO» -h .rMnSO», la
pbosphorite, x étant une petite fraction.

Ces expériences montrent que l'étincelle fournit des radiations
d'un nouveau genre qui ne peuvent pas traverser le spatli tout en
traversant une épaisseur notable d'air, ce (|ui les distingue de l'ultra-
violet.

Ces radiations nouvelles se produisent-elles aussi dans les décharges
sous basse pression? Pour étudier la question on s'est servi de larges
tubes à décharges avec électrodes; on y a introduit les substances indi-
quées ci-dessus à l'état de poudre partiellement recouverte d'une lame
de spath. Le tube ayant été évacué on y a fait passer la décharge pendant

lObO E. WIEDEMANIV. -— SUR L'NE NOUVELLE SORTE DE RAYONS.

assez longtemps, puis on l'a chaufTé dans l'obscurité. Sous le spath la
poudre reste plus ou moins sombre, tandis qu'elle devient brillante
dans les autres régions. Ces expériences variées de mainte façon don-
nèrent toujours les mêmes résultats. Ainsi, même dans les gaz raré-
fiés, les décharges électriques fournissent des rayons de décharge.

Comme les phénomènes produits par ces rayons de décharge sont
dans certains cas assez intenses on doit les faire entrer en ligne de
compte dans le calcul de l'edet utile des tubes à décharges au point de
vue des ell'ets lumineux.

Ces rayons sont quelque peu absorbés par l'air et d'autres pro-
priétés seront exposées plus tard. Je n'ai pas encore réussi à mettre
en évidence une action du champ magnétique (').

D'après la façon dont se comportent ces rayons vis-à-vis des sub-
stances indiquées plus haut, qui sont vivement excitées par les rayons
cathodiques, on est conduit à rapprocher ces deux sortes de radia-
tions. Le fait que l'action du champ magnétique n'a pas pu être mise
en évidence n'est pas très important, puisque cette action est très
différente sur des rayons cathodiques d'origine différente et même
sur ceux d'un même faisceau. H. Ebertet moi avons désigné sous le
nom de dispersion des rayons cathodiques ce dédoublement d'un
faisceau en une série de groupes de rayons et Lenard a montré les
mêmes phénomènes sur les rayons cathodiques qui ont traversé une
feuille mince d'aluminium.

Pendant une longue série d'années j'ai amassé ces documents qui
m'ont conduit à voir dans les rayons cathodiques un mouvement
périodique de l'éther. Je les ai assimilés à des rayons ultra-violets
extrêmes et cette hypothèse s'est trouvée étayée par des découvertes
postérieures telles que la dispersion des rayons cathodiques par le
champ magnétique agissant pendant leur propagation ou au moment
de leur formation.

Enfin les rayons de décharges nous montrent encore que, même
dans des phénomènes souvent observés et étudiés, de l'énergie, par-
fois en quantité notable, peut passer inaperçue, si elle se présente
sous une forme nouvelle, tant qu'on n'a pas trouvé un détecteur con-
venable pour la mettre en évidence.

(') Les rcchcrclics dans celte direction ne sont pas encore terminées.

RECHERCHES SUR LÀ DÉCHARGE ÉLECTRIQUE

DANS LES GAZ RARÉFIÉS,

Par VV. WIEN.

Extraits traduits de l'allemand par P. MASSOULIER.

Annalen der Physik itnd C hernie, t. LXV, 1898, p. /j'jo à !li^.

Aprrs qu'il eut été montré que les rayons cathodiques transportent

des charj^es né*j;ati\es, il nie sembla que les rayons canaux découverts
par Goldstein, qui se propagent en arrière d'une calliode j)ercée et
qui ne sont pas sensiblement déviés par un aimant ordinaire, devaient
transporter des charges positives. Mais ici l'espace dans lequel doivent
se faire les observations ne pourra pas être complètement séparé du
tube à décharges, parce que, en dépit de longs elForls, je n'ai pu
trouver aucune substance se laissant traverser par les rayons canaux.

Lne fine toile métallique a {Jig* i) fut soudée à un anneau de

l'ig. 1

PêPoidêlêCêOf

laiton en communication métallique îivec la caisse à l'intérieur de
laquelle eit placé le tube à décharges. A travers cette caisse, on avait
mastiqué les tubes portant l'électrode c et l'anode b. Quand on prend

loG>. W. WIEN.

a pour cathode et b pour anode, des raj'ons canaux partent de la toile
nictallique vers c\ c'est seulement pour des vides très poussés qu'ils
sont accompagnés de rayons cathodiques. La charge prise par celait
toujours positive, même aux pressions élevées, alors que les rayons
canaux n'étaient pas encore devenus visibles et avant que la calhode
présentât la plus faible lueur. Au cours de toutes les expériences, le
circuit présentait une coupure d'environ 2*^"* afin de n'utiliser que les
courants d'un seul sens.

Si la toile a est recouverte avec du papier, du mica ou un métal,
toute trace d'action sur c disparaît alors que, même pour des \ides
peu poussés, la charge accjuise par c était si grande que, à chaque in-
terruption de la bobine d'induction, la tache de l'électromètre quit-
tait Téchelle.

L'approche d'un aimant du trajet des rayons canaux ne modifieras
la charge de c tant que cet aimant n'agit pas sur la décharge elle-mérae.

En introduisant dans le tube, entre l'anode et la toile, une deuxième
plaque percée de trous que l'on prend pour cathode, des rayons ca-
naux, mélangés de rayons cathodiques, se propagent au-dessus delà
toile. Pour les plus fortes pressions, Faction des rayons cathodiques
était prédominante, de sorte que l'on obtenait une charge négative,
mais l'approche d'un aimant la diminuait beaucoup, surtout quand
un diaphragme était placé sur le trajet des rayons cathodiques. Avec
les plus faibles pressions on n'obtenait plus de rayons cathodiques,
(le sorte (|ue la charge était positive. Entre les deux extrêmes, on ob-
trnuil un certain degré de vide pour lequel la charge acquise était
iH'galivt», l'action des rayons cathodiques étant prédominante, mais
d(*\cnail positive par l'approche d'un aimant qui rejetait de côté le
faisceau cathodique.

Ici encore toute action sur c disparaît quand on interpose une lame
de mica. Je n'ai pas pu constater de relation entre la charge de cet
rjin^le (rincidence des rayons canaux, ce qui n'est pas étonnant étant
«Innnt'c la propagation dilfuse de ces rayons.

Jusqu'ici on n'avait pas observé de déviation des rayons canaux
Hiuis l'action d'un champ électromagnétique ou électrostatique. Main-
Irnjml «piil t^sl démontré <pic ces rayons transportent des charges ^0-
olixt's. on peut penser que ces déviations doivent se produire et
iih'iiH' qu't'lh*> «loivcnl cire de sens contraire à celles que subi>sent

It'N r.lN nus ( ;itllO(li(pirs.

J'.ii pu ubstiNcr facilement la dé\ialion électrostaticpie : un trou de
'""" dr diamèl rc ayant clc percé dans une plaque métallique, un tube

RECKKHCHES SIH la UtClURGE ELKCTBtQUIt DANS 1

de verre fut mastiqué sur chacune des faces ilc la laine. Dtius l'un, b
(fig. a), une dnocie fut fixée par fusion; dans l'autre, c, deux élcc-

Irodes de 5''"' de long, o"",5 de large furenl fixées en face l'une de
l'iuilrc à i"", 7 de distance. Le lube fui alors disposé dans la caisse de
iiiic, et la luine métallique, réunie à cette caisse, fut prise comme
Cathode. Avec uu tube pas trop évacué un petit faisceau de mjons
canaux émane du truu el va produire sur le fond du tuhc, éloigné
if'environ if'", une taclie de couleur vert argenté bien connue.

Le faisceau, passant entre les électrodes et à égale distance de l'une
et de l'autre, est dévié dès que ces électrodes sont reliées à une lial-
terie d'accumulateurs à haute tension : pour une dillérenre de poten-
tiel de 2000 volts le déplacement de lu tache atteint (»""" et les rayons
se rapprochent de l'électrode uégatne. (^uand le vide est poussé
assez loin, ce phénomène ne se laisse jilus observer que (lendant un
tenqis très court : tant que le ehamji électrostatique peut être main-
tenu entre les éleclrodcs, car le petit faisceau de rayons canaux aug-
mente rapidement la conductibilité du gaz à un point tel que le cou-
r.int des accumulateurs peut passer.

Ln déviation magnétique des rayons canaux fut moins facile à
metti'e en évidence : les champs intenses que fournit un éleetro-
uimant de Ruhmkorfl' agissent si éuergiquement sur la décharge elle-
même rprune observation correcte de^ient impossible; et il est éga-
lement impossible d'obtenir uu long faisceau de rayons canaux, ce
qui permettrait de leur ajqiliquer le champ à quelque distance de lu
décharge. A la vérité, j'ai pu observer la déviation des rayons canaux
sur iiit faisceau bien limite, avec un fort aimant ordinaire en fer à
cheval; mais elle est truj) faible pour permettre des mesures, et c'est
avec le dispositif suivant que je suis arrivé à réaliser ces dernières.
L'électro-aimant de Ilulimkoi'lf est muni de pièces polaires dont les

lod4 W. WIC3C. — AEaiERClIKS SUR I.A I»ÊC1IARGE KLKCTRIQL'E, ETC.

faces termîaales ont 5*^" de lonj;: el ti*" de large. Les lubes de •^'^■,3
de diamètre sonl placés enlre les pôles de lelle sorte que les li{;nc> de
force magnétique^ soient perpendiculaires aux lig^ies de ferre t*lcc-
triques qui naitn)nt entre Iè> électrodes du tube c. Les deux lul>cs b
et c déjà décrits a\ aient été mastiqués sur une lame de fer de 1 1*"" Je
diamr'tre el 2*'",5 d'épaisseur [>ercée d'un trou de 2"*"* de diamètre.

Cette lame de fer est solidement assujettie enlre le^ pôles île l'élec-
tx\>-aîmaDl el, immédiatement au-dessous d'elle, le tube h est enve-
loppa d'un CTlîndre de fer dont la paroi a 2*''",5 d'épaisseur. De celle
CftOt*!!. les forces magnétiques agissant sur b sonl considc-rahieinenl
«ffAÎl<J>e?^: leor întensîté peut, d'ailleurs, être estimée au iiioven de hi
•âcnùlk<B ^mt subissent les raT.>as cathodiques quand on prend V
|i(»iir hisi^it ift 'i ^ymr cftlh«^ie. a êlaDl relié au sol.

JTiL ChtL*ic^i Dtt m* oovàîiKT*?- qje les ravons canaux qui se pro-
]uu?t!i£ ^ït .* a&î "îiîsU Ç4I-!' iiiÛ3<ii»>rs quand, après avoir enlevé le cv-
Juicr-* fii !>ir. laéut licûr em h, au moven d'un aimant ordinaire, un
-riiuiiu i«i 3I•MII:^ iii.s?4 zmlftus^ que celui qui y persiste (piand on fait
«•ut-Miiuiier * îî**T*jr>--èùiiiâiil. k cTlindre de fer étant remis eu place.

^: ▼riiiitrr tr- rV?r r-ttiiit en pLice, on observa une dé\iation des

• \.»ii^- -.uiiÉii^ «tu reniant réi<ectro-aimant. Celle déviation allei|;nail

• " •• -iait If --'ît- oatnun? à celle que subissent les rayons callio-

.'•iuf^ Le -îiam:» uiii:rii''tique, mesuré avec un galvanomètre bili-

.1.,- u 'Sfu:;,»*'*. V liiâit >j>*>C-ti S. Lu dé\iation |)ar le champ nia-

^ ••:*iur. iu>^ jifîi pie p.ir le champ élorlroslalique, iii(»ntre que

^ iv..ii> jiuauv ^luC ot»n>tttués par un mélange de radiations dilié-

. ^ i».iuiurtî> Hiune^ «:i-4ie>su> permettent de calculer que la\ites>e
;• - .tvi a> '.ui '«x '•<! Kt> X 10' cm-sec el que le rapport de la masse

SUR

L4 POSSIBILITÉ DTN FONDEMENT ÉLECTROMAGNÉTIQUE

DE LA MÉCANIQUE,

Par W. WIEN.

Traduit de l'allemand par P. LANGEVIN.

Archives néerlandaises, 2* série, t. V, p. 96.

M. H. -A. Lorenlz a cherché récemment (*) à expliquer les phéao-
inènes de gravitation par des attractions électrostatiques entre les
ions ou électrons dont Tagglomération constitue la matière. Il fait
<lans ce but l'hypothèse que Tattraction entre les électricités de noms
contraires est plus grande que la répulsion entre les électricités de
même nom. Ceci m'amène à publier sur le même sujet des réHexions
déjà anciennes qui m'ont conduit plus loin que le point de vue de
Lorentz.

C'est sans aucun doute un des problèmes les plus importants de la
Physique théorique que de réunir les deux domaines, tout d'abord
complètement distincts, de la Mécanique et de rÉIectromagnétisme,
et de déduire d'une origine commune leurs deux systèmes d'équations
différentielles. Maxwell et Thomson, puis Boltzmann et Hertz ont
suivi la voie qui certainement semblait la plus naturelle : prendre la
Mécanique pour base et en déduire les équations de Maxwell; les
analogies nombreuses qui existent entre rÉIectricité, d'une part, et
l'Hydrodynamique ou l'Elasticité, d'autre part, étaient autant d'indi-
cations dans ce sens. La Mécanique de Hertz me paraît avoir été
conçue dans tout son ensemble pour interpréter non seulement les
faits mécaniques, mais encore l'Electromagnétisme. On sait d'ailleurs
que Maxwell lui-même a démontré la possibilité d'une représentation
mécanique de son Electrodynamique.

(*) Amst, Proceedings, t. II, 1900, p. 559.

I066 W. WIBN.

Ces recherches ont le 1res grand mérite d'avoir montré Tanalogie
profonde qui existe entre les deux domaines et rendu certain que
leur séparation actuelle n'est pas dans la nature des choses. Il me
semble cependant résulter clairement des considérations suivantes
que le système de notre Mécanique actuelle n'est pas en mesure de
nous fournir une représentation de rËleclromagnétisme.

Il est impossible de considérer les modèles mécaniques compliqués,
construits à l'image des machines techniques les plus spéciales,
comme fournissant une représentation satisfaisante et définitive pour
la structure intérieure de l'éther.

Nous n'examinerons pas si la Mécanique de Hertz, dont la struc-
ture est en effet particulièrement bien adaptée à la représentation de
relations cinétiques très générales, fournit de meilleurs résultats.
Elle n'a permis jusqu'ici, en dehors de la Mécanique, de représenter
aucun des phénomènes les plus simples.

Il me semble beaucoup plus fécond, pour l'avenir des recherches
théoriques, de suivre la marche inverse en considérant les équations
fondamentales de l'Electromagnétisme comme les plus générales,
pour en déduire ensuite celles de la Mécanique.

V la base se trouveraient les notions fondamentales de polarisation
électrique et magnétique dans l'éther libre, reliées entre elles par
les équations différentielles de Maxwell, sans que ce soit ici le lieu
de discuter la manière dont ces équations peuvent être déduites le
plus simplement possible des faits expérimentaux.

Désignant par X, Y, Z, L, M, N les composantes des champs
électrique et magnétique, par A l'inverse de la vitesse de la lumière,
et par x. y, z des coordonnées rectangulaires, nous avons

Ot Oz dy ' Ot ~ dy dz '

, , OY dN à\. , JM d\ dZ

( I ) / A - = -. — — , A = -— -— »

ot ox oz ôt oz ox

()Z_(>L_f>M v— - — — —

dt ày Ox ' ôt dx dy

Les quantités d'électricité et de magnétisme s'introduisent comme
constantes d'intégration quand nous ajoutons les équations (i) après
dilVércntiation par rapport à x, y, z respectivement. Il vient

ôt \ôx ~^ ôy "^ ifz) " ''' ôi \0x ~^ ôy '^ ôz ) " '^'

LA POSSIBILITÉ D'uN FONDEIIKNT ÉLECTROIIAGNËTIQUE DE L\ MÉCANIQUE. I067

Donc

d\ d\ âZ , , dL dy[ dN

où s 6t m sont des quantités indépendantes du temps.

X Y Z

Si l'on multiplie la première série des équations (i) par j—» — » — »

la deuxième série par —, —y — et si l'on intègre, après addition,

dans un espace fermé dont l'élément de surface et l'élément de nor-
male extérieure sont dS et dn^ on obtient la relation

c^) \ r r

= / / [(^^ — ZM)cos(j:,/i)-+-(ZL -\^)cos(^,/i)

-+-(XM — YL)cos(z, n)\dS.

Si X, Y, Z ou L, M, N s'annulent sur la surface, on obtient
(4) -^ Cl f{^'-^ Y»H-Z*-hL2-f-M»-+-N*)rfxd[;^^5 = const.

L'expression située dans le premier membre, étendue à un volume
suffisamment grand, demeure constante et représente ce que nous
appellerons V énergie électromagnétique.

Faisons maintenant l'hypothèse que les phénomènes mécaniques
sont d'origine électromagnétique et peuvent se déduire des relations
précédentes.

Nous admettrons d'abord dans ce but que le substratum ordinai-
rement nommé matière se compose de particules électrisées positi-
vement et négativement, chaque particule étant simplement conçue
comme un centre de convergence de lignes de force électriques.

Nous devons cependant admettre pour une semblable particule,
ou centre électrisé, une extension finie, sans quoi l'énergie de son
champ électrique serait infiniment grande par rapport à sa charge.
C^mme toute matière doit être formée de semblables particules, nous
devons les supposer assez petites pour qu'un atome puisse en con-
tenir un nombre entier. Le centre positif doit être considéré comme
séparé du négatif par une certaine distance, très petite d'ailleurs.

C'est une hypothèse que tous les physiciens sont actuellement dis-
posés à admettre, que la matière soit constituée de semblables dipols.
On a cependant jusqu'ici admis l'existence de substance pondérable
indépendante, que nous identifierons avec les centres électrisés.

io68 yy- wiKN.

La conception précédente revient à admettre une structure ato-
mique pour Télectricité comme pour la matière, qui deviennent sjno-
nymes.

Â l'exemple de Lorentz, nous supposerons Téther immobile. Les
centres électrisés peuvent seuls subir des déplacements, tandis qu ua
mouvement de Téther n'aurait aucun sens pour nous.

Toutes les forces sont envisagées, à la manière de Maxwell, comme
résultant de tensions dans l'étber, bien que cette notion empruntée!
l'Élasticité n'ait plus guère de sens ici.

Aux faibles vitesses, il s'exerce entre les particules électrisées prin-
cipalement des actions électrostatiques.

Nous réserverons tout d'abord la question de savoir si les forco
moléculaires peuvent se ramener à de semblables actions. Cependant
il est clair que l'on peut obtenir des phénomènes complexes au mojen
de groupements divers de particules positives et négatives placées i
des distances convenables. Cette hypothèse permet de réduire les
difficultés que soulève l'expérience interférentielle de Michelson
contre la théorie d'un éther immobile.

M. H.-A. Lorentz a montré (*) que, si les forces moléculaires sont
uniquement électrostatiques, les dimensions des corps parallèles an
mouvement d'entraînement de la Terre, de vitesse Vj sont diminaées

dans le rapport ^i — A^i'*.

Le résultat de Michelson s'explique par là si l'on néglige l'agitation
moléculaire. Des considérations de théorie cinétique montreront
probablement dans quelles limites ceci est légitime.

Pour expliquer la gravitation, il nous faut, comme l'a montré Lo-
rentz, supposer des champs électriques de deux sortes. Chacun d'eux
satisfait aux équations de Maxwell ; de plus, dans un champ statique,
on a

\=-% Y=-?, Z=-^,
ox Oy dz

et l'énergie a pour valeur

( ' ) lersuch, einer Théorie , etc. Le i don, l^<y^.

LA POSSIBILITÉ D'iN KONDKMEXT KLECTROMAGNÉTIQl K DE LA MÉCANIQUE. I0C9

SI :5 OU -7^ S'annulent sur la surface, l'cnerme devient
• an ^

D'ailleurs, on a, d'après (2),
et l'intégrale précédente prend la forme

Si deux quantités de même signe se trouvent à la distance /•,

e = Ç dx dy dz^
e' = Ç' dx' dy dz\

l'énergie est

(5) £1 =_/"'££:,/..

Cette énergie est fournie par le travail effectué contre une force ré-
pulsive de grandeur

f.e'

r»

l-.'action entre deux centres électrisés se trouve ainsi définie, et
celte loi doit se retrouver pour les deux sortes de champs. L'hj-po-
ihèse de Lorentz est que, dans l'action mutuelle des centres élec-
trisés, positifs et négatifs, la force attractive est supérieure dans ur
I apport déterminé à la force répulsive entre des centres de même
signe. Pour des distances considérables, les dipols agissent comme si
les centres positif et négatif qui les constituent se trouvaient au même
point. Il en résulte dans l'action totale sur un second dipol un excès
d'attraction.

Cette explication de la gravitation a pour conséquence immédiate
que ses perturbations se propagent avec la vitesse de la lumière et que
son intensité elle-même dépend du mouvement des corps qui s'at-
tirent. Lorentz a cherché si ces modifications aux lois de la gravita-
tion peuvent expliquer les anomalies du mouvement de Mercure et a
obtenu un résultat négatif. Quelques astronomes ont cru pouvoir

lOJO W. WIEN.

admettre que la gravitation se propage avec une vites<»e supérieure à
celle de la lumière: cependant il semble que Ton ne pourrait at-
teindre expérimentalement une vitesse de propagation que si Tinlen-
sité de la gravitation augmentait ou diminuait au lieu de rester con-
stante, et si l'on observait la propagation des perturbations ainsi
produites. L'intensité restant en réalité constante, il ne peut être
question que des perturbations dues au mouvement des corps qui
s'attirent, et Lorentz a montré qu'elles doivent être extrêmement
petites, du second ordre en fonction de la vitesse.

L'inertie de la matière qui fournit, à côté de la gravitation, une
deuxième définition indépendante de la masse se laisse représenter
sans hypothèse nouvelle par la conception souvent utilisée de l'inertie
électromagnétique.

Nous nous représentons la charge élémentaire comme un point
électrisé. Les champs électrique et magnétique produits par un sem-
blable point en mouvement ont été étudiés par Heaviside (' ). Comme
des centres électrisés positif et négatif se meuvent toujours ensemble
dans la matière ordinaire, les champs produits s'annulent à une dis-
tance grande par rapport à celle des centres électrisés, à l'exception
de la gravitation. Nous supposerons dans ce qui suit les dimensions
de ces centres assez petites pour que l'énergie de l'un d'eux soit la
même que si les centres voisins n'existaient pas.

D'après un calcul de Searle (^) les champs électrique et magné-
tique produits par le centre électrisé sont les mêmes que ceux d'un
ellipsoïde se mouvant avec la vitesse v dans la direction d'un axe de

longueur a, les autres axes étant égaux à - et la charge

électrique étant celle du centre. Le rapport des axes dépend par
suite de la vitesse.

L'énergie d'un semblable ellipsoïde est, d'après Searle,

I -+- - A* fï

Le même ellipsoïde a, au repos, l'énergie

(c = ; arcsinAi^.

•xa A p

( * ) Eleclrical Paper s ^ Vol. II.

(') SearlE; PhiL Mag.y t. XLIV, 1897, P* ^^o*

LA POSSIBILITÉ d'uN FONDEMENT ÉLECTROMAGNÉTIQUE DE LA MÉCANIQUE. I07I

D'où, en éliminant a, la relation entre les énergies

E = €

Av(i-+- i A^t»*^

arc sin Aw x /i — A*t'*
ou, après développement en série,

L'accroissement d'énergie dû au mouvement est donc en première
approximation

- A'€c* = - mv^,

d'où, pour la masse déduite de l'inertie,

m=z |€A».

On voit que l'inertie définie de cette manière n'est constante qu'aux
faibles vitesses et doit augmenter pour des vitesses plus grandes.
Comme l'inertie totale d'un corps est proportionnelle au nombre des
centres électrisés qui le composent, en même temps que sa masse de
gravitation, il en résulte la proportionnalité expérimentale entre
la masse définie par l'inertie et la masse définie par la gravitation.

Supposons qu'un corps de masse ^CA^ soit attiré jusqu'à la dis-
tance r par une masse M; la diminution d'énergie électromagnétique
de gravitation est

£^CA«M

où e est la constante de gravitation. Cette énergie est transformée en
énergie cinétique sous la vitesse (^ ; on a donc

r€A«M

î«A»P«/'i-h4AH-»-+-...^ =£^ ;

dr
ou, comme ^=-77»

■ im'-n'-vs-im--

Sj î*> uittH^f^ If -«n m -t'idljnLHai: «unnic a jii iif W«fSMs- « «unit

f ^ - " -.£

Elle t'^MtTCïori^ as CaNt4««r -r f«v» «i<ir TéfmMtma. i . Ejl teiuift

lai loi d^r Xfr«V^a ^rtsil mupljK:)^ }«r oeAe Jk- W^ksr.

On sifjt d'^ill^tir^ qa^- L» loi df* W^^mt |<«^ Âuiss' iim* 'rtïftuje

n«îv^2i |/|y* yf*r^.i^ *rl rapplicjilîon d* cieUe k« a ie* -ijrfjî?" .:•■!#*<«?< <»
ffioui^ffjfriit mpiJfr ri'^a^ «rf^odiiira^-Dt â oa^ j«stiifl^:*ASb.a •fs^vtrjmffa.cil^
de xjo-^ liv}y>tii«r-^^. Il fiiu «irait c^'penduil intr>:«i«ïr«f -râncrns Cifrm<^
du Mrcoad onlf*- fw>ur ti&nir f:ontfA*:àf Lt eovuiAnF if s cr*î*fi:C'Lr»î>.rt
c>rfipl«rt/'r ;«inrî n^/^ f^kul* pour !<- c^? d'an Ci>rT'f?- 3i«x:Lrf siivuiuone
Ofïfiit: «rllipti/|'je.

I^r^ ravon* cathodique? ^eul* nous pn^ntent nn ^*=- ij^t? I^ja<l k
c-iiTr du rapf/'irt d^r la %ite*se à relie de la lusaièr^ a'»^"?* pa.* on*
quantité In":» petite. \a:s rav'»n* le* plus rj|:4de> -^fet^a-T^ -ii'^iuici

attei;£rierit le lier-* d#- la \île*ïe -; raccroîssement Arpa-->:a: Je U

ffia«r#r *'^-rail environ j pt^ur i«>o: la \ile>>e L i Iu> :Vlr :-f e>l yj

<i*r - < • . et raccrois^efiienl rorre*|j«jDdanl de la ma?>?e o..: - f«>ur kk).

•y P. Lf,>Aî{:/, lf'i>/i. Zf^r-. octobre i*/>.

U POSSIBILITE u'tN FONUKUKNT ÉLËCTROUAGiN'ÉTlQt'E DK LA MÉCAMgl i:. 107'i

L'accroissement du rapport de la masse à la charge pour les rayons
cathodiques de grande vitesse est contenu dans le résultat des expé-
riences de Lenard (*). Cependant les variations observées par Lenard
sont trop grandes pour s'expliquer seulement par la variation d'inerli<î
éleclroniagnctique, de sorte que ses mesures ne peuvent pas élrc
considérées comme définitives.

En nous limitant au cas des faibles vitesses nous obtenons pour
raccroissement d'énerj^ie électromagnétique produit par le mou-
vement la même expression que donne la Mécanique pour la force
vi\e. La grandeur de l'accélération ne s'en laisse cependant pas immé-
diatement déduire.

L'accélération consiste en un changement de la vitesse, tandis que
Tcxpression pour l'énergie électromagnétique a été obtenue en sup-
posant la vitesse constante, et le problème du mouvement variable
d'un centre électrisé ne peut pas être considéré actuellement comme
résolu .

Nous pouvons cependant déduire des équations de Maxwell une
évaluation de Terreur commise en utilisant l'expression obtenue pour
l'énergie même dans le cas d'une vitesse variable.

Les champs électrique et magnétique ont pour expressions, si le
mouvement a lieu dans la direction de l'axe des x,

OV ^ àU „ OU

-— » 1 = -T— y A = — -

X=(i — A»y*)-^, Y = -^, Z =

M = — A f — , i> = A p - — , L = o ;

a\ec

le système des axes coordonnés est supposé ici lié au centre électrisé
mobile.

Ces expressions satisfont aux équations de Maxwell si Ton rem-
place — par — i^-r-> et conduisent à la relation
■ c^/ » Ox

( I — A* i'* ) ^-- H ! — — r = o.

^ ^ ôx'i Oy^ i)z^

Si V dépend de ^, nous avons

JL — ^ .A
Tt "^ dt ~~ ^ lix'

(•) IVied. Annaien, t. LXIV, iK()8, p. 287.

S. P. (i8

1074 ^- WIEN.

Pour que noire \aleur de X puisse encore être utilisée, il faut que

—T- soit petit par rapport à ^-t—

-r- = -: — r t(i — A»i»«);

donc on doit avoir

d \d\j ^ ^, • 1 <>*U.

-7- I — (i — A'v*)! petit par rapport a ^-pfC' — A*p')

A*jr -y petit par rapport a i — A*p*.
De la même manière, les expressions de Y, Z, M, N exigent que

soit peûl par rapport à 3r-(i — A*r*)j:.

Cette condition est remplie quand les dimensions de l'espace où
IVneffpe électromagnétique prend une valeur notable autour du
c^ttlr^ >ool suflisamment petites, car les termes à négliger con-
li^ftDenl tous les dimensions linéaires à une puissance plus élevée

que ceux auxquels on les compare. De plus --- ne doit pas être trop

g^mud ai ** trop petit.

Ouaud ces conditions sont remplies, nous pouvons écrire pour le
ch jugement dVuergie

<i / 1 /\ <'*' 1/ ^'' j, dr d^ r

dt \ j / dt dt dt de*

vKà K ivprésente la force électrique. Nous obtenons de celle manière
le pix'mier et le deuxième des axiomes de Newton.

Hu effet, lorsque aucune force extérieure n'existe, la loi d'inertie
devieut la loi de conservation de l'énergie électromagnétique el, dans
le cas eoutraire, le deuxième axiome de Newton exprime que le tra-
vail fourni par la force pendant le temps dt est égal à l'accroissement
ioire^pi>iulaut de Téuergie électromagnétique.

Le IroiNièuie axiome de Newton, celui de l'égalité de raclion el
de lu ivaeliou» s'applique à toutes les forces électrostatiques enlrc
eeulre> éleelrisés. Les forces mécaniques doivent, à notre point de
\ue, èlre Kleulitîées avec de semblables forces.

U l>OSSIBILITE U tN FONDEMENT ELECTROMAGNETIQUE DE LA MECANIQUE. IO73

L'hypothèse d'un élher immobile nous emptVhe de retrouver
l'axiome pour les forces électromagnétiques en général.

La loi du parallélogramme des forces esl contenue dans ce qui
précède puisqu'elle est valable pour les champs électriques et pour
les forces exercées entre deux centres électrisés.

Kn toute rigueur, notre point de vue ne nous permet pas d'intro-
luire des liaisons rigides entre des systèmes de particules électrisées.
Il n'intervient que des forces en équilibre mutuel. Si, par exemple,
lin pendule oscille, la pesanteur allonge le fd de suspension jusqu'à
e qu'elle soit é(|uilibrée par les forces élastiques. De semblables
forces, qui ne fournissent aucun travail, peuvent être introduites par
le procédé connu de F^agrange.

On peut se représenter la conception proposée ici pour la Méca-
nique, comme diamétralement opposée à celle de Hertz. Les liaisons
rigides introduites comme hypothèses par Hertz se présentent ici
tomme dues à la superposition des forces multiples; de même la loi
(le rinertie apparaît pour nous comme une conséquence lointaine des
hypothèses électromagnétiques. Enfin, tandis qu(» la Mécanique de
Hertz se propose comme but final d'obtenir les équations électroma-
gnétiques, nous renversons complètement l'ordre des termes. Il est
vrai qu'au point de vue purement logique notre construction ne peut
encore se mesurer avec celle de Hertz, surtout parce que les équations
de Maxwell, dont nous partons, n'ont pas été soumises à un examen
critique suffisant, mais notre tentative a, il me semble, le très grand
avantage de nous présenter ia Mécanique ordinaire comme une pre-
mière approximation et d'ouvrir ainsi une voie nouvelle pour la
confirmation expérimentale de nos hypothèses.

SUR LES NOYAUX DE CONDENSATION

PRODUITS DANS LES GAZ

PAR LAGTION DES RAYONS DE RONTGEK, DES RAYONS DRAXItlBS,
DE LA LUMIÈRE ULTRA VIOLEHE ET DAUTRES AGENTS,

Par C.-T.-R. WILSON.
Traduit de l'anglais par P. LUGOL.

Philos. Trans. of the Hoyal Society of Londorif t. CXCII, A, 1899, P* 5®^ * ^^^•

1. J'ai montré dans une Cominiinîcation antérieure (• ) que, si Ton
détend adiabatiquement de Fair débarrassé de poussières et saturé de
vapeur d'eau, il se produit une condensation quand le maximum de
sursaturation résultant de la détente dépasse une certaine limite.

On peut utiliser le rapport — du volume final au volume initial

comme mesure de la détente. 11 nV a condensation que si ce rapport
dépasse i,25: les *;outtes sont relativement peu nombreuses s'il ne
dépasse pas une seconde limite i , 38 ; au delà de cette valeur, l'accrois-
sement du nombre des gouttes quand on augmente la détente esl
extrêmement rapide, et des brouillards très denses se produisent
pour des détentes qui ne la dépassent que très peu.

J'ai émis l'opinion que, si l'on atteint le degré de sursaturation
(8 environ) {^) correspondant à cette seconde limite, la vapeur se
condense indépendamment de la présence de noyaux autres que ses
pr<ipn»s molécules ou celles du gaz auquel elle est mélangée.

La condensation en pluie* qui se produit dans l'air lorsque -^ esl

compris entre i,3j et i,38 a été considérée comme indiquant la pré-
sencr d(» noyaux d'une autre espèce que les molécules de gaz ou de
\apcnr.

(M Philos. Trans.. A, Vol. CLXWIX, 1K9;, p. aG5.

( -) llapporl do ia densité de la vapeur rcelleinent existante à la densité de la va-
peur saturante dans les uicmes conditions.

8UB LES NOYAL'X DE CONDENSATION PRODUITS DANS LES GAZ. lO""

/ /

J'ai reconnu ensuite qu'en exposant le gaz à des rîijons de Ronlj^en

même faihles. on obtenait des brouillards relativement épais si —

dépassait 1,^5 (la sursaturation étant approxiinati\enienl 4)* ♦^^ P^^
lie condensation avec des détentes plus faibles. Donc, l'exposition du
^az aux rayons Kontgen détermine la production de noyaux qui
t'xifjent un certain dej^ré de sursaturation pour cpie la \apeur d'eau
puisse se condenser sur eux. Plus tard (*), j'ai lrou\é que des
noyaux exigeant exactement la même détente minimum pour être
captés, sont produits dans Fair par Faction des rayons de Furanium.
Dans le Mémoire qui vient (Fètre rappelé, je concluais que les
noyaux produits par les rayons X et les rayons uraniques sont iden-
tiques entre eux, et aussi à ceux (pii existent toujours en petit nombre

<lans Fair liumide et déterminent la condensation en pluie lorsque —

est compris entre 1,2.5 et i^M, J'y suggérais aussi que ces noyaux
doivent être identifiés avec les « ions » à la présence desquels est due la
conductibilité des gaz exposés aux rayons X ou aux rayons uraniques.

Le principal objet des expériences décrites ci-dessous était d'étu-
dier, en comparant leur efficacité comme noyaux de condensation,
les agents du transport de l'électricité dans les gaz lorscjue ceux-ci
sont rendus, par (pielqu'une des métbodes connues, capables de se
laisser traverser par Félectricité. \u cours du tra\ail, on a rencontré
inopinément d'autres espèces de noyaux, (pii ne semblent pas être
associés à un pouvoir conducteur du gaz (JJ 10).

Je dois expliquer ici le sens qu'il faut attacher à (pielques expres-
sions fréquemment employées dans ce Mémoire pour é\iter des péri-
phrases. La « détente nécessaire pour capter les ions » signifie la
détente nécessaire pour déterminer la condensation de Feau sur ces
noyaux. Les termes a plus gros » et a plus petits » sont souvent
utilisés pour désigner des noyaux au lieu de u exigeant un moindre
degré de sursaturation » ou « exigeant un plus liant degré de sursa-
turation pour que Feau puisse se condenser sur eux ». On dit souvent
que les noyaux <( croissent» lorsqu'ils de\iennent plus gros dans le
sens qui vient d'être défini.

Il est probable que les termes « plus gros » et a plus petits »
peuvent être pris au pied de la lettre, sans erreur; car on peut sup-
poser que ces noyaux sont de très petites gouttes d'eau cjui peuvent

(*) Froc. Camb, Phil. Soc, Vol. 1\, 1^97, p. 333: voir aussi ce Voluinc.

|>er*i*ltT en d.'-pit >lf leur [(elitesse parce (|ue IVffet de |f or ri-arluif.
t|ui *^l il él<*4cr lu pression d't'qiiilibre de la vapeur, i-sl Ci.nlif-
Ikalani'r par un elfet opposé résiiltanl. soit d'une charj;e él"^tri<(ur Je
la goiiUt*. -ioit lie Ih prt'scnce d'une substance qu'elle aurait di-^wlf.
l ne au^inenlulj<in de la rliurj^e éleclrique iiu une au^iDenLali->D dtii
ipianlili- di> -iubMiinre dissoute, qui loutes deus accroitrtienl l'ofli-
i-:(cilê lie la jîouUe ronime noyau de condensation, auraient ésaleiueni
(Hnir n'-<ultal un aceroissenienl immédiat de la grossenr du n-uaii
iiéce— ^ir«' pitwr l'équilibre.

â. AppureU à détente (Jig. ■). — A est la cliambre à ron<len-.<lJ»n
dans bquello toutes le> gouttes dont la détente peut amener la f.imu-

■^;fzr^^

r><»i -..m niido.'< w-ibb- p..i' la I ;•-<-.- émanée d'une biillanle

ll.onm- .1.- ^.1/ -pi uni- lenlille proj.lle dan. la rbambre. I.a li-ure

V . .Mumeul un p.iii hi .léiii.li.-i- !■;( pi dément ipiand nu leut h

■ l..o.^..r. l ., j,.ini éi.Hi.l.e .-I ré^di-é p..r ut. boucliou de eamilelimie
'■' ' |'.-til.M-.u.p.-i. mereure.

SUR LES NOYAUX DU CONDENSATION PRODUITS DANS LES GAZ. IO79

Le cylindre de verre B (diamètre intérieur = 2*", 7) est fermé à sa
partie inférieure par un bouchon de caoutchouc, au centre duquel
passe un tube de verre C de 1*^™ environ de diamètre, muni à sa partie
supérieure d'une portion élargie qui sert de guide au léger flotteur
en verre P, glissant librement sur elle. Le flotteur est fait d'un tube
d'essai à parois minces, dont l'extrémité ouverte a été coupée nor-
malement aux génératrices, et rodée avec soin. Sa partie inférieure
est toujours immergée dans le mercure qui remplit le bas de B, ce qui
sépare complètement le gaz en A et dans la partie supérieure de B,
de l'air enfermé en P. Le diamètre extérieur du flotteur a a™"* de
moins que le diamètre intérieur de B; il y a ainsi, tout autour des
tubes, un espace libre de i™". Quand le robinet Ti est ouvert et que
l'espace P communique librement avec l'atmosphère, le flotteur
monte jusqu'à ce que la pression en A ne diffère de la pression atmos-
phérique que d'une quantité presque négligeable, dépendant de la
différence entre le poids du flotteur et le poids du mercure déplacé
par la portion immergée de ses parois.

Si maintenant on coupe la communication avec l'atmosphère (en
fermant T») et si l'intérieur du flotteur est mis brusquement en rela-
tion avec l'espace vide F au moyen de la soupape V, le flotteur est
poussé vers le bas jusqu'à ce qu'il frappe le caoutchouc, contre lequel
il demeure hermétiquement appliqué par la pression de l'air au-dessus
de lui. Le mercure reste pratiquement en repos, pendant que la mince
base du flotteur se fraie un chemin à travers sa masse.

Si en ou\Tant de nouveau Ti on admet l'air au-dessous du flotteur,
ce dernier revient à sa position initiale, et l'on peut répéter aussi
souvent qu'on le désire la même détente. Pour régler une détente
de grandeur donnée, on ouvre Ta pendant que le flotteur est en
contact avec le caoutchouc, c'est-à-dire dans la position qu'il occupe
immédiatement après la détente. Le réservoir à mercure R est alors
fixé à un niveau tel que la pression en A, indiquée par le manomètre,
soit en dessous de la pression atmosphérique de la quantité voulue ; on
ferme alors T2 et l'on détermine l'ascension du flotteur en ouvrantTi.

Si B est la pression barométrique, la pression du gaz avant la dé-
tente est

p, = B -h /n — TT,

où ir représente la pression de la vapeur à la température de l'expé-
rience et m la pression nécessaire pour maintenir dans le mercure
le bord du flotteur (on mesure m, qui s'élève à i""" ou 2""" de mer-

I^^>^

f'.-r. Hl. JriL-rt-T

«Mfw|#'%v^u« 4^, lui e^t en cr>iiimiicu«-.itii>a iv-«* / *niiii*fliir^!?» .

H iiirrrurr i'i HÎr lilirc qu^incl fin Ta mis ea r>*^iièCit . a. *-;'-• Av^uâli
(Miiitnirtir)n prr*(V'(liînUf.

I«(* nippdrl (In voliiiiir final an \r>lume iuîual«i;i ricr ■'^ -^ii ifck«^
lio^lc v%\ applinihh;)

H -^ m — -r

\\ B--//-X

Il faut rraiarqnri* «pie Pa n\^sl pas la pre>sîoB ^n fli»>aii^^î *:« Ldè-
loulo !i*acho\c, mais api't'S (pu» la température;» r^fwi-i^ s* ^ikaj-im-

liulw

i«ouuuo la pivsîiioii initiale P|, dans ce* e^pTrî^cu-i^s, «^-st t»:i«jo«is
uppiwuiiaùvomeiii é^ale à la pression atuKtspfa«fri«|iir'. il ?=iiffitdaB>
bu^u vlo^ Cil* ilc ptviuliv P| - Pj on p, rommt- iii»^uiv- ^ U 3rl?Dle,
vu\x ^wt^v uhIui tiiUK

I\hivv|Wo Tvmi «il. |uir exemple,

I ,7. >.

r, l\ sUmI èliv e^al à ixV"' iW. mercnrc si la pression barométrique

x^ 'Ksv'- v-l U lem|H^ratuiv i »")"(].; et si la pression barométrique re>le

X N uuM^xv^ ouhv '^ iv**^*" et -So'""\ et la température entre lo* et sô'C,

\\ V. \^^\\\' U m%^Me détente sera toujours compris entre i4*^"-4 ^^

I \

Ou uuusUut le iiii* dont ou veut charger l'appareil en ou\ninlle
^vd^u. î 1,. ot eu uiett<MU un tube latéral fixé à la cliand>iv à conden-
^.Uiow e^x ^«l.uu^i <A\tv une tixuupe à eau, de manière à faire passera
iKiNevv I app.uN d un ox^niMut île ^az à faible pression, i Pendant cette
''pei.nuMx il iAxxi u.Uni^dbMuent UKiinlenlr sous le Uolteur 1 une pres-
sion avN, j LoMx^ is>nr empêcher tpn* le mercure ne s'élcxe en B.) Le
\x\\h' l.ihrd on( «unuMc nocIIi\ et (piand on a produit assez de i:az
|"»ui' amrnrr l,i pix wion à èli^* très \oisinr de hi |)ression alnjosphé-
"«|nt\ on \\\u\^^ \\

ïSI II LE< N0\AIX I)i: COXIIE.NSATION PBODUITS DANS LKS GAZ. I081

Les robinets T2 et T3 sont lubrifiés avee de l'eau seulement et
proléj;és par des eoupelles de inereure. Le mercure en B, aussi bien
^ue celui (|ui couvre le bouchon de caoutchouc sur lequel V est
monté, e^t séparé du gaz de Tappareil par une couche creaii distillée.

Dans la plupart des expériences où il fallait une forte détente Tap-
pareii avait la forme décrite ci-dessus. Mais beaucoup d'expériences
Uir Tair ont été faites avec un appareil à détente send>lable à celui qui
*st décrit dans les Cainb. Phil. Soc. Proc, (loc. rit.). Dans ce der-
lier le llotteur enfonce dans l'eau, et non dans le mercure, et occupe
oute la largeur du tube extérieur comme un piston, au lieu d'être
^uidé par un tube intérieur. Le seul avantage de la première forme
*st l'absence de tout risque de contamination du gaz de l'appareil par
lair qui peut pénétnîr par dissolution ou diffusion dans Teau où le
ilotleur fonctionne, (^'appareil à m<;rcure est également propre à faire
les expériences avec des liquides autres que Teau ; cependant, <le
lelles expériences n'ont pas encore été faites.

Ces deux formes d'appareils donnent des résultats presque iden-
liques à ceux qu'a fournis l'appareil employé dans les premières ex-
périences (M. 11 ne semble pas résulter d'erreur appréciable de la
ilépression du caoutchouc quand il est frappé par le flotteur, ou de la
(piantilé de mouvement accpiiscî par Tair dans la partie étroite du
tube.

L'oxygène em|)loyé dans les expériences était préparé par calcina-
lion du permanganate de potassium: l'IiMlrogène était dégagé du
jalladium qui a>ait été chargé au pn'^alabh* du g.iz obtenu par le zinc
't l'acide sulfurique purs, et lavé dans une solution d(» permanganate
le potassium a\ant d'atteindre le palladium. Le gaz carbonicpie était
>btenu en chauffant le carbonate monopotassique. Dans tous les cas
appareil producteur du gaz a\ait été soudi'* à l'appareil au moyen du
"halumeau.

3. Noyaux produits par les rayons X. l/aciion <lt> oes rayons no modifii'
jas la valeur limite <le la détente capable d'amener la eondcnsation dans l'air,
'oxygène on le gnz rnrbonique ; elle an^mente seulement le nombre des noyanx;
a grosseur de ces derniers ne semble pas augmenter avee la durée d'expo-
sition: lenr nombre diniiiiue 1res rapicb^nent quand on a coupé le courant,
inais ils mettent quelques secondes à disparaître complètement.

4. Noyaux produits par les rayons uraniques. ~ La détente nécessaire

( « ) F/iil, Tranx, (loc. cit.).

p*9ar pr^^luir^ U c**n<1«?n«^tîoD flan?> l'hydrogène, qui est supérieure à f.3 en
l'ab^enc^ «J<r* ra\i»n«. s'abai?>^ à i .aSî en leur présence. L'effel ties rayons um-
nique> *iir rh\dr«»i:én»- ''omnie *ur l'air e^l i«l«*nliqu«* à celui des rayons X.

5. Nojatax produits par la lainière oltra-Tiolette. — Ils diffèrent des
prècèd#»nt*. Si rillumination o*l ft«rte et prolongée, ils peuvent dc\enir as^ex
«^ro* p-tur dilTu^er !a lumière et pr«>du'rede* brouillards même sans détente el
4iâu^ l'air non saturé: leur action, nulle sur la vapeur d'eau pure, semble e\i;;er
p'^ur >e pro«luire la présr*nr^ de rt»\y;:ène. ce qui conduit à attribuer leur
croi«'Sanc«* à une modili-^ation chimique « formation d*eau oxygénée, par
e\emple : dan« rh\drii::i-nr humîdf. il ne se produit de brouillards que par
détenl»:.

f». Nojaux produits par la lumière solaire. — Ils ne sont captés que
par une forte détente de l'ordre de celles qui détermineraient la condensation
^ur le« iioyau\ pro^luit^ par les ravons \ ou le< rayons uraniques.

7. Noyaux produits par les métaux. — Au\ détentes comprises entre
i,2Î et i,i8 le^ no\»u\ paraissent plus nombreux au voi>inage d'une surface
métallique.

8. Noyaux produits par Faction de la lumière ultra-violette sur ime
plaque de zinc électrisée négativement. — E)ans Vair : La chute minimum
de prtr«i*ion nécessaire pour la productitm du bntuillard a été de i5i*", cor-
respondant à une détente i.aîi. la même qu'avec les rayons \ ou les rayons
uraniques: la tlen>ît«'' du brouillard augmentait avec la <listance du zinc à la
surface de l'eau: le i;liaiii|» a varié «le ii.-2j à 3oo \olts par centimètre. Quand
la plaque de zinr était po-itixt*. It*s ré-^ultats étaient les mêmes que lorsqu'elle
n'était pas chari:ée : la chute minimum de pression était i8i"*"*.

Pans Vhydrn;:i'ne : La détente nécessaire pour faire apparaître le brouil-
lard e^l x,').^' «correspondant à une chute de pression de i45'"") comme pour
IfS ra\on<> X et le^ r«iy«>n< uraniques: la densité du brouillard augmente
d'abord a\cc If champ, passe par un maximum et décroit ensuite, probable-
ment parce que h* rhamp entrai:ie alors les noyaux plus rapidement qu'ils ne
se forment: ret eilcl *^i' produirait sans doute dans l'air sous une épaisseur
moindre ou une dillérence do potentiel plus grande. Quand le zinc est positif^
l'effet du champ e-t exlrénïemenl faible.

SIR ms NOYAUX DE CONDENSATION PRODt'lTS DANS LES UAZ.

io83

Plaque fraîchement polie: épaisseur d'eau au-dessus du quartz ( * ), i*^"". .'>;
paisspur de la couche d'hydrogène y 9.*''",3; baromètre, 749""" î température^ ij"<i.

fclurt»
du
Doniêtrr

en
Itiniètn's
\p). V. K. M.

171 0 Leclanclié

i5? G

161 6 »

161 I >»

161 •{ ).

iCi 6 «

161 20 accu m.

161 vxo

i5i r» Leclanclié

M5 r>

ii3 r> >.

7: = l'i

Ziiir positif.

1 (»U '1 ^nulles

1 ou '2 poulies

I ou '2 fjoulles

1 (ui '}. j;oullt'S

m = I

Uésultat de la dctcnlc

ZiiH' n(3galif.

brouillard

pluie

brouillard

brouillard léger

brouillard dense

brouillard pas plus dense

beaucoup moins dense

I ou 9. gouttes

très peu de gouttes

I ou 1 gouttes

Court-ci rru il
(pus de ciiainp).

1 ou '1 gouttes

I ou '}. gouttes

9. Noyaux produits par Télectricité s'ôchappant d'un fil de platine
pointu. — Il ne se produit de noyaux que si la pointe est lumineuse dans
l'obscurité.

Dans l'air : Si l'on détend pendant que la pointe se décbarge, la détente
inininia est voisine de i/2j; un peu plus faible quand la pointe est négative.
Les brouillards sont très fugaces, surtout quand la pointe est positive, et
montrent le violent mouvement tourbillonnaire qui accompagne la décharge.

Si l'on réunit brusquement la pointe au sol quelques instants avant de
donner la détente, on remarque, dans la chute de pression nécessaire pour
produire le brouillard, une diminution d'autant })!us grande que Ton a attendu
plus longtemps, mais dans aucun cas on n'a eu de brouillard avec une chute
inférieure à 4*"" ou :)*"'". Il semble que les noyaux croissent quand ou les aban-
donne à eux-mêmes. Ils persistent pendant 1 ou '2 minutes ( selon que la pointe
est positive ou négative); leur nombre diminue considérablement pendant ce
temps; après (> minutes il n'y en a pratiquement plus.

Dans rhydrogène : Si l'on détend pendant la décharg<*, la détente
minimum qui amène le brouillard est sensiblement la même que dans Pair.
Les brouillards (d)tenus quand la pointe est positive s'évanouissent de suite;
quand la pointe est négative, ils durent •;► à S secondes.

Quand on met la pointe au sol avant de donner la détente, la diminution
de la chute de pression minimum est extrêmement faible si la pointe est

(') Le gaz est placé dans une sorte de condensateur dont les armatures, horizon-
tales, sont la lame de zinc et une couche d'eau; Peau repose sur une plaque de
quartz à travers laquelle on dirige le faisceau lumineux.

lo84 i:.-T.-B. WIL^ON.

négative (on n'a jamais eu clf brouillard avec une chute inférieure à iS*""), et
iiulli' si la pointe est positive. Les noyau\ ne grossissent donc pas dans Thy-
drogène. En eflfel, après 3o secondes, on peut encore en découvrir qui donnent
un brouillard avec une chute de pression supérieure à i5"". Ce fait est favo-
mble à l'hypothèse qui attribue à une cause chimique la croissance des
iiovau\.

Dans la décharge de celte espèce, dans l'air ou l'hydrogène, les agents du
iraD?>port de l'électricité sont les ions, identiques à ceux qui apparaissent
•laas l'air »*\posé aux rayons Rontgen.

10. Action d'an champ électrique sur les différentes espèces de
noyaux. — J'ai déjà suggéré (fJamh, PhiL Soc. Proc, loc. cit .) que
!•*> n«>vaii\ exigeant des détentes comprises entre i,rî5 et i ,3j pour
♦lél»*nniner la condensation doivent être identifiés à ceux qui rendent
♦'»>ndu«' leurs les gaz soumis aux rayons Rcintgen ou aux rayons nra-
uîqut?-i. J'en donnais pour seule raison l'existence en très petit
uombrv «le ces novaux dans 1 air ou les autres gaz humides, tandis
qu\>n peut les découvrir en nombre inmiense dans le gaz rendu
rouducleur |>ar les rayons X ou les rayons uraniqucs.

Les ex|>^riences sur les noyaux produits par la décharge d'un fd de
platine et t^ux qui sont dus à l'action de la iumièiM; idtra-violette sur
une (JjKjue de zinc chargée négativement confirment cette opinion cl,
t'u ui^me leni|>s, inclinent à conclure que, dans tous les cas, les
lrausfH»rteurs de l'électricité sont de même espèce.

Lc'i rt'>uUias obtenus a\ec l'air exposé à une lumière ultra-violette
laiblo i>u à Faction de «-ertains métaux soulèNcnt cependant une diffi-
culté car, dans Ic^ deux cas, il se produit des noyaux exigeant, pour
condcuMM- la \apcur d'eau, à peu près le même degré de sursaturation
que les novaux associés au pou\oir conducteur du gaz. Et il n'y a
aucune preu\c que la présence des métaux ou l'exposition à la lumière
ultra-xioletlc donne à l'air des propriétés conductrices.

i>n pourrait crt>in» tpie ce «lésaccord apparent est du à la grande
délicatcssi» de la mélhotle de condensation comme méthode de
rtvlu^ivhe de< it>ns libr»"* ( chaque transporteur était individucl-
lemt»nl it^pivscnté par uiu' goutte au moment de la détente), et que
l'air a, dans ces conditi(»ns, nm' conductibilité réelle, mais trop faible
pour (uit» le< mt'thodes ordinaires puissent la déceler. Les expériences
(iiii \oul cire ilrcrilcs montrent cependant que les noyaux dus à la
nrt'^ence tics mt'taux ou à l'aclion de la lumière ultra-violette sur 1 air
humide dillèrcnt des noyaux produits par les rayons X ou les rayons
uraniqucs en ce ipiils ne Iransporlcul |>as déleclricilé ou, plus exac-
Icincnl. ne sonl pas anVclcs par un chanqi éleclri(pie.

SUH LES XOYACX DE CONDENSATION PRODt'ITS DANS LES (iA/..

108

L*étu(Ie de l'iiinuence du champ a été faite au moyen de Tappareil repré-
senté par la figure 2, et dont la disposition est facile à comprendre.

Lumière uitra-violelte. — Les rayons employés étaient assez fuibles pour
n'avoir pas d'efficacité aux détentes inférieures à ij*™. Il n'y avait aucune
différence entre les brouillards obtenus sans champ électrique ou avec un
champ de iSo volts par centimètre, que la détente fiU produite pendant l'illu-
mination ou 3 secondes après.

V'm. 2.

O, plaque de quartz fixée à la cire à cacheter; A, pliiquc d'aluminium

fixée de la même manière.

Hayons Hontgen. — A>ec une détente de i83""", le brouillard, très intense
en Tabsence du champ, devenait très léger avec \jo volts/cm.; bien que, en
l'absence du champ, il y eût encore des noyaux 10 secondes après la suppres-
sion des rayons, on n'avait aucune condensation lors(jue, en présence du
champ, on donnait la détente 2 ou même 3 secondes après cette suppression.
Ce fait s'explique aisément; en effet, les transporteurs des charges ayant dans
l'air une vitesse de i*'",C pour un champ de i voll/cm (*) devaient, dans les
expériences, franchir en yy^ de seconde la distance (r'",6; des électrodes
entre lesquelles le champ était établi.

Puisque le champ n'avait amené aucune diminution apparente, après 3 se-
condes, dans le nombre des noyaux produits par des rayons ultra-violets
faibles, ces noyaux devaient voyager au moins 3oo fois moins vite dans h'
même champ. On ne peut hésiter à conclure qu'ils ne sont pas chargés.

De même, dans une autre expérience où Ton employait une lumière ultra-
violette intense (les noyaux devenant par conséquent plus gros), une détente
de 04""* en l'absence de champ n'a pas donné de brouillard après 10 secondes
d'exposition à la lumière, tandis qu'il y en avait après i3 secondes: il a donc
fallu 10 à i3 secondes pour que les noyaux aient pu acquérir la grosseur qui
les fait capter par celte détente. Avec i5o volts cm et la même détente, on a
obtenu un brouillard aussi épais après 3 minutes d'exposition. Les noyaux
mettaient donc plus de 10 secondes à franchir le champ, soit 1000 fois plus
de temps que les noyaux produits par les rayons Hrmtgen.

La grande diminution du nombre de gouttes, quand on applique le champ
pendant l'exposition aux rayons Rontgen, est facile à comprendre. £n effet,

(*) RuTHEnFORD, PhU, Mag., Vol. XLIV, 1897, p. f^âi; Journ, de Phys., 3» série»
t. VU, p. 104 ; voir aussi ce Volume.

loSG C.-T.-K. WII-SON. — SUR LES NOYAIX DK CONDENSATION PRODtlTS, ETC.

le nombre des novaux présents à chaque instant est proportionnel à la vitesse
avec laquelle ils prennent naissance et au temps pendant lequel ils persistent.
Avant Tapplication du champ, la vie moyenne des noyaux, dépendant de leur
vitesse de recorahinaison ou de diffusion jusqu'aux parois, est de l'ordre de
I seconde, puisque après a ou 3 secondes il en reste encore une forte propor-
tion. Sous l'action du champ électrique employé dans les expériences, leur
durée doit être réduite à quelque chose comme j^^ de cette valeur. Le
nombre des p;outtes doit donc diminuer dans le ménic rapport. L'énorme dif-
férence constatée dans l'aspect du brouillard, dans le champ et sans lui, est
complètement d'accord avec ce résultat. L'absence totale d'une différence de
cette espèce avec les brouillards produits par l'action de la lumière ultra-
violette prouve encore que les noyaux qui lui sont dus ne se déplacent pas
sous l'action de la force électrique.

Bayons uraniques, — Les noyaux correspondants sont chargés, car le
champ empêche la production du brouillard.

Métaux. — Les phénomènes sont les mêmes avec et sans force électro-
motrice. Les noyaux ne sont donc pas chargés; ils ressemblent à ceux que
produit la lumière ultra-violette.

Les ions ne sont donc pas les seuls noyaux exigeant, pour produire une
condensation, des détentes comprises entre i^x'j et 1,^7: la lumière ullra-
\iolettc faible et certains métaux produisent des noyaux semblables qui,
n'étant pas chargés, ne sont pas des ions.

L'expérience n'a pas encore permis de décider si les noyaux existant toujours
iCn petit nombre dans l'air humide, et y provoquant la condensation, sont ou
jie sont pas chargés (*). Elle a montré que l'application d'un champ électrique
est sans influence sur la formation des brouillards très denses produits par
les détentes supérieures à i,38 et correspondant à un degré de sursaturation
-suffisant, dans notre hypothèse, pour les produire indépendamment de la
j|)résence de noyaux autres que les molécules mêmes de gaz ou de vapeur.

11. Les ions et la condensation. — La conductibilité donnée aux gaz
•par les rayons X, les rayons uraniques ou l'action de la lumière ultra-violette
sur une plaque de zinc électrisée négativement est due à des corpuscules de
même nature, car ils agissent de la même manière comme agents de conden-
sation, et ont des vitesses égales dans des champs électriques égaux. Ils ne
sont pas de même nature que les poussières, puisqu'il faut une sursaturation
d'au moins 4^^ pour qu'ils puissent condenser la vapeur d'eau. La valeur ap-
proximative du rayon d'une goutte d'eau équivalente est 8,6 x io~^ cm; ils
ne sont donc pas beaucoup plus gros que les molécules. On pourrait expliquer
la persistance d'une goutte ou d'un noyau de cette grosseur en supposant
qu'il transporte une charge de i,5 x lo-' unités E.S.

<*) Voir Phil, Mag,y juin 1904.

SUR L'EFFICACITÉ RELATIVE DES IONS

POSITIFS ET NÉGATIFS

COMME CENTRE DE CONDENSATION,

Par C.-T.-R. WILSON.

Traduit de l'anglais par P. LAN6EVIN.

Philosopkical Transaction^ A, t. CXCIII, i8y«j, p. 289 à 3o8.

Le travail dont les résultats sont donnés ici forme une partie des
recherches relatives à l'électricité atmosphérique ([ue j'ai entreprises
sur l'invitation du Meteorological (^louncil.

La relation enlre la pluie et l'électricité atmosphérique est une des
questions dont Fétude expérimentale m'a été proposée. L'importance
à ce sujet du point particulier traité dans ce Mémoire a été déjà indi-
quée par le professeur J.-J. Thomson qui dit ( * ) : « Si les ions négatifs,
par exemple, différaient des positifs dans leur propriété de condenser
la vapeur d'eau, nous pourrions obtenir un nuage formé autour d'une
seule espèce d'ions. Les ions sur lesquels s'est produit le nuage
tomberaient alors sous l'action de la pesanteur et nous pourrions
ainsi obtenir la séparation des ions positifs et négatifs et production
d'un champ électrique, le travail nécessain? pour la création de ce
champ étant fourni par la gravitation. »

Pour rendre vraisemblable cette hypothèse sur l'origine de l'éler-
iricité atmosphérique, il est nécessaire de donner des raisons justi-
fiant : i" que l'air atmosphérique contient des ions libres dans les
régions où la pluie se forme ; 2" que les ions positifs et négatifs diffèrent
dans leur pouvoir comme centres de condensation.

Des expériences antérieures rendent très vraisemblable le premier

(•) J.-J. Thomson, Phil. Mag., décembre 1898; voir aussi ce Volume.

lo88 C.-T.-n. WiLSON.

de ces fails : quand on détend brusquement de l'air privé de pous>
sières, une légère condensation en forme de pluie se produit toujours
si la sursîTturation dépasse une certaine limite. Cette limite coïncide
avec celle qui correspond à la formation des nuages dans Tair ionisé
par les rayons de Rimtgen ou autrement. On a montré que, dans ce
cas, les centres de condensation sont les ions mêmes auxquels est diit^
la conductibilité du gaz exposé aux rayons. L'égalité des délentes né-
cessaires pour produire les quelques gouttes visibles en l'absence de
rayons et pour condenser la vapeur sur les ions est si précise qu'elh*
parait presque suffisante pour démontrer que Tair humide ordinairi*>
est toujours faiblement ionisé. Le nombre des centres de condensation
y est si faible que l'absence de conductibilité sensible dans les condi-
tions ordinaires ne contredit nullement Thypothèse que ces centres sont
des ions. Je décris à la fin de ce Mémoire quelques expériences ten-
tées pour vérifier si ces centres sont chargés ou non.

Je m'occuperai surtout, cependant, de la deuxième des questions
posées plus haut; les expériences qui vont être décrites prouvent qu'il
existe une grande différence entre les ions positifs et négatifs au point
de vue de leur influence sur la condensation de la vapeur d'eau ; une
sursaturation beaucoup moindre est nécessaire pour condenser Teaii
sur les ions négatifs que sur les positifs. Ces expériences fournissent
donc une explication possible pour la prédominance des pluies char-
gées négativement (*) telle que l'exigent les théories qui attribuent aux
précipitations le rôle essentiel dans la charge négative du sol.

Pour ed'ectuer la comparaison on cherche à produire des détentes
dans de l'air humide contenant des ions tous, ou presque tous, de
même signe, alternativement positif et négatif.

L'auteur emploie d'abord un appareil {Ji/^. i) analogue à ceux des Mémoires
antérieurs, mais où le récipient supérieur A où se produit la détente contient
deux plateaux métalliques parallèles, dont l'un ferme le récipient à la partie
supérieure et entre lesquels on établit, au moyen d'une pile cl d'un inverseur,
un faible champ électrique de sens variable. L'air n'est ionisé que dans une
couche mince au voisinage du plateau inférieur par un faisceau étroit de*
rayons de Hontgen que limite un écran de plomb épais. Le champ déplace vers
la masse du gaz les ions d*un certain signe, tandis qu'il amène les autres vers

(^) Les premières observations d'Elster et Geitel ont semblé démontrer cette prc-
dominance des pluies négatives {Sitzungsber, d, k. Akad, in Wien, 1899,11 A.
p. ^21), mais elle ne se retrouve pas dans leurs observations ultérieures ( Terresiriaf
Magnetism^ Vol. IV, p. i5).

le plateau voi
ripalement <l(

LBPFICAGITé BELATIVe OES IONS POSITIFS ET SÉOATIKS. 1089

iin qui les absorbe iminédialcmenl. 1^ ^a£ renferme iloncprjn-

Toules les surfaces niôulliques inlôricu
le papier filtre humide pour maintenir l'air

atur

poui

■viler que des centres de condensation soîeiil »^ii

V ciHient couvertes
: (le vapeur d'eau et

is par

1er

lal

lui-mt^nie.

Il y a un avantage considcrable à disposer les plalcnux horizontale-
ment et la couche ionisée par les rayons au voisinage du plateau inft'-
rieur, car les gouttes formées stir les ions qui soni en moindre nombre
(et qui se tron\enlù la partie inférieure) n'ont qu'une faihle distance
à franchir en lomhunt et, si la condensation se produit seulement sur
ces ions, les };oultes ne se trouvent qu'à la parlic inférieure du réci-
pient.

Dans les premières expériences efrectuées inei: rot appareil la dé-
teate était produite sans qu'on ait auparaMtul roupé les rayons.

L'appareil élanl n'-ylé de manière .1 donner des délcnles légèrement

supérieures à la limite ~ ^i,ri5. <Ies nuages retativcnient denses

S. p. fi,j

étaient o!>toaus quuml le plateau supériearétaicouiîiiteiiu à iia.c*:4in-
tiol plus êle\ê lie quelt^ues \olts que cdai du pbtknu inivrecr. les
ious nôgulil's étant alors en excès; tand» ^f»^. aprr»- Lin'ersîra di
champ« les ions positifs prêilominant, on oe |M««a£t iibs*ïrvf*r if /one
lê^èrt^oomle usât ion « localisée principaleiDCBla« «oÛHiuipî «iu pliieai
où iloî\ent se tr\>u\er les ions négatifs. A\ec <ic» éét^nt^t» lie Ll sran-

ifeur V ~ > * ^^^'^ 1^^ nuages obtenus ne dépendaical pis» lie la diifc-

tion ilu cliamp et il en est ainsi jusqu'à la délmte i.l$. pour bqofllr
des nuages abondants se protluisent même en Fakience de raToiis.

V\tv le oliamp dans la direction qui donne an e%eis d'ioiis ncgalifs
dans le ^u«« la densité des nuages obtenus après detenle rv?»iait sensi-

blouiout iu\ariable |H>ur toutes les valeurs de -^ comprises entre i,)8

et u^^S, Au contraire* quand le plateau supérieur était relié au pôle
négatif de la pilo de manière* que les ions positifs soient en excès, les

goullcs restaient rares juqu^à ce que -^ devienne égal à i.3i, valeur

pour laipicllc le nombre des gouttes commence à augmenter avec h

détcute* Pour-;^ = \^M\ on obtient des nuages déjà denses avec les

iou^ pitsiùls^ quoique beaucoup moins qu'avec les ions négatifs. Enfin,
au-do'ius de u^k), on ne peut plus distinguer les nuages positifs des
iic^allfs.

( V> ivsullats n\ulmet(cnt iprunc interprétation : la condensation se

proilnil sur quelques ions négatifs pour -^ = i,a5; presque tous les

i«)n^ né^alifs sont utilisés quand -^ dépasse i, a8; tandis que pour

produin* la coiulrnsation sur les ions positifs la détente doit dépasser
i,«M cuxiron; tous les ions positifs et négatifs sont utilisés quand
*' » I • i *

hcH e\p/'ricares furent ensuite faites où la détente était produite
HpiVH suppression des rayons, et donnèrent avec plus de netteté en-
iiin» tics ivsullits conformes aux prcccdents : les gouttes, quand le
rli iitip l'ail prédominer les ions |)()sihrs el que la détente est iofêrieure
1^ i,.W, nt'IaiciU pas plus noinhrcuscs que si les rayons n'a\ aient pas
tij'i du tout.

l'iiiih'iir «.'rsi ;i«<<iirô tout «l'abord (|ur Iji^poot du iiuaire ^ar •; pi^ii paU'i
l'ini. I x.illr riiln; la su|)|)res>iuu des ravous et la déicule du c^îi *ar::; •:•! l r-*
l'i • T'iindt'-.

sua l'efficacité relative des ions positifs et négatifs.
Le Tableau suivant donne un exemple des résultais.

Rayons supprimés avant la détente
(i élément Leclanché entre les deux plateaux).

1091

Hésultut.

Plateau supérieur négaiif

^'l

(ions -+- en excès).

I , -iîS . . . .

I on -x gouttes

l,'2(J

1 ou '1 gouttes

1 ,3i

très peu de gouttes

1 , 39. . . . .

peu (le gouttes

1,33....

pluie

1,34...

■

léger nuage

1 , 3G

nua

ge aussi dense que les négatifs

Plateau supérieur positif
(ions — en excès).

nuage
nuage
nu4ge
nuage
nuage
nuage
nuage

Un appareil double fut ensuite construit pour observer simultanément les
effets produits par les ions des deux signes.

Le récipient A est remplacé par Tappareil {Ji/^. 2) où la détente est pro-
duite dans un récipient sphérique séparé en deux portions par une cloison

Fig. 3.

SJZJ

\ /*

métallique médiane au-dessus de laquelle une feuille d'aluminium mince mas-
tiquée sur le verre laisse passer un faisceau de rayons qui ionise le gaz dans
deux couches minces de part et d nuire de la cloison. Deux plateaux métal-
liques triangulaires pour laisser entre eux et la paroi la place pour ruspiralion
permettent de créer des champs entre eux et la cloison médiane dans des sens
tels que, dans les deux moitiés, prédominent des ions désignes contraires. La
symétrie étant réglée de manière que, en l'absence de ces champs, les nuages
obtenus soient identiques et tombent avec la même vitesse des <leu\ côtés, il
en e>t autrement une fois les champs établis. Pour éliminer toute dissymctrie
accidentelle, on inverse les deux champs et la dillerence se produit en sens
inverse.

1092 C.-T.-H. WiLSOX.

La «Jurée de chute indiquée dans le Tableau suivant est le temps nécessaire
an sommet du nua^e pour descendre au-dessous d'un faisceau de lumière di-
rigé dans l'appareil au moyen d'une leniille.

Champs produits par quatre éléments Leclanché fermés sur 'loo ohms

dont le milieu est à la cloison médiane.

Temps mis par le aua|;e à tomber Rapport des temps

V. — ■ I ^ ■■ — négatifs

V à gauche. à droite. positifs

V posilifâ 5 V nêjratif^ 16 3,2 ) ,

^ Begatifs... 13 { positifs... 3 5,o \

■é^atifs. . . i> . positifs. . 2 7,5 j

f positifs.... 5 * négatifs... i5 3,o f .

i négatifs... 10 1 positifs... 2 5,o i

^ p«>sttils»... 3 négatifs... 10 5,o )

\ positif.. . 7 \ négatifs — 12 '»7 /

* * * " ( négatifs. . . I4 { positifs ... 7 2,0 ( '

négatifs — î^ . positifs... 5 »,6 1

I p«>î»tifs 8 ' négatifs... 10 1,2 f .

* ' ** i nxf gati£s>. . . i| i positifs .. . 8 '»"( '

po(HCi£« 8 négatifs. .17 i,4 '

> nêssuts. .. 12 \ positifs... 10 '>^ |

* f pot«itiÉ< 12 f négatifs... i3 1,1 j ^

« n^:r>(ii&-*> 1*^ '\ positifs... 10 1,0 )

' po*mf* 10 ; négatifs... 10 ^ ,0 )

il ue Mftnbte pa> *ju^il \ ^il aucun accroissement dans le nombre des

iv»a> ué::utit< utilis^-s |Hmr U fonnalion des gouttes quand — traverse

la rf:;iou Jau> laquelle le> ions [x>>ilifs commencent à agir. Le Tableau
>ui\aut donne un e\emple des n*suilals obtenus pour diverses dé-
lente> faites à court înlerxalle, de manière que la radiation n';iit pas
le iciMjw de chaiiirer uouldemenl d'intensité.

Temps mis par les nuages à tomber
fc. * ^ c«kuth(. à (iroilc.

>^c. *rr.

i,jo po'^ilifs... 2 négatifs. . 12

I . ><> iioil.iliù. . . i>- |)u>llifs... '\

I . i- luiZatiN... Il poNllirs... 1-2

1.3- |)o^ilif> . . . 12 néuiUifs... 12

l'oiir Nciilicr (juc la mclbodc «mu|)I(>vcc est sensible à une l('i;('n'
«lillVrciice entre les nombres de i^outlt^s produites de pjirl et dautrc.

SUR L*BFPICACITÉ RELATIVE DES IONS POSITIFS ET NÉGATIFS. 109't

on a créé des deux côtés de la cloison médiane des champs qui ten-
daient à déplacer les ions né*^atifs vers le gaz, mais ces champs élaienl
(iintensités dillerentes dans le rapport de 2 à 3, et le champ le plus
intense, recueillant les ions plus rapidement, doit leur laisser une
densité moindre dans le gaz et correspondre, pour la même détente, à
la formation d'un nombre moindre de gouttes, plus grosses par suite
et tombant plus vite.

-^ = i,3o.
('

Cùté gauclie. Côté droit.

Intensités relaiives des champs. ... 3 2

Temps mis à tomber 10 secondes i>. secondes

Intensités relatives des champs. ... 'x 3

Temps mis à tomber t'x secondes 10 secondes

L'auteur montre ensuite qu'un champ intense ne supprime pas la conden-
sation peu abondante qui se produit pour les détentes supérieures à i,'ij dan>
l'air normal non soumis à des rayons de Bontjren. 11 en est de même pour lit
condensation plus abondante provoquée par la lumière ultra-violette d'une
étincelle entre pointes d'aluminium placée à des distance^ de l'appareil variant
de 55*" à 180'^'".

Conclusions.

i" Pour que la vapeur d'eau se condense sur les ions négatifs, la
sursaturation doit atteindre la valeur correspondant à la détente 1,2.5
(environ sursaturation égale à 4). Pour que la vapeur d'eau se con-
dense sur les ions positifs, la sursaturation doit atteindre une limite
beaucoup plus éle\ée correspondant à la détente i,3i (sursaturation
environ G).

2" Les centres de condensation toujours présents en petit nombre
dans Pair en l'absence d'actions ionisantes artificielles, et nécessitant
exactement la même sursaturation ([ue les ions pour [)rovoquer la
condensation (aussi bien que les centres produits en beaucoup plus
grand nombre dans Faction de la lumière ultra-violette sur Tair hu-
mide) ne peuvent pas être considérés comme des ions libres, à moins
qu'on ne suppose l'ionisation jiroduile au moment même de la sursa-
turation ( ' ).

Nous vovons donc que, si les ions agissent dans Tatmosphère comme
centres de condensiitions, ce doivent être principalement ou unique-

(') Coaclusion modinée par l'auteur dans des travaux ultérieurs.

I09( G.-T.-R. WILSON. — SUR l'eFPICACITë RELATIVK DES IONS POSITIFS, ETC.

ment les ions négatifs, de telle sorte qu'un excès de charges négatives
se trouvera apporté au soi par les pluies.

HOTE AJOUTÉE LE 25 SEPTEMBRE 1899.

Pour que les résultats précédents puissent s'appliquer aux phéno-
mènes de l'électricité atmosphérique, il est nécessaire de supposer
que la condensation se produit fréquemment dans des régions où la
vapeur d'eau est sursaturante. Les faits expérimentaux manquent
pour ou contre l'existence d'une telle sursaturation qui peut se pro-
duire seulement dans les régions élevées. Von Bezold et d'autres
admettent la sursaturation pendant les orages. {Sitzungsberichte rf.
AkatL d, IVissenschaft, zu Berlin, 1892.)

Dans les couches inférieures de l'atmosphère, toujours chargées de
poussières, on ne peut admettre aucune sursaturation. Mais, quand
il existe un courant d'air ascendant, les particules de poussière
peuvent être retenues dans les couches inférieures de nuages, cha-
cune d'elles se chargeant d'eau par condensation et cessant de s'élever
dès qu'une grosseur critique est atteinte qui dépend de la vitesse
d'ascension du courant d'air. La sursaturation peut ainsi se produire
dans l'air qui a laissé au-dessous de lui ses particules de poussière, et
si le courant ascendant atteint une hauteur suffisante, une seconde
condensation pourra se produire sur les ions à un niveau plus élevé
que celui des premiers nuages, ainsi que je l'ai indiqué dans un Mé-
moire antérieur {P/iit. Trans,, A, Vol. 189, 1897, p. 286); les con-
ditions sont alors telles que les résultats du présent travail deviennent
applicables.

Les gouttes ainsi formées pourront être trop grosses pour que le
courant d'air ascendant continue à les supporter, et leur chute s'ac-
célérera pendant leur passage à travers les couches inférieures sur-
saturées, ou bien elles pourront continuer à être supportées par le
courant ascendant et formeront une couche supérieure de nuages.
Ceci dépend de la vitesse verticale de l'air, du nombre des ions et
d'autres conditions encore. De toute manière, les gouttes ainsi formées
doivent être chargées négativement et laisser au-dessus d'elles des
couches d'air positives.

!>••■

SUR LA CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE

DE L'AIR ET DES VAPEUUS SALINES,

Par Iïaroli>-A. WILSOX.
Traduit de l'anglais par Edouard SALLES.

Philos. Trans,, l. CXCVII, 1901, A, p. 4»-^ à ^\\.

— Nous allons maintenant considérer le calcul de l'énergie requise
pour ioniser le gaz conducteur, en parlant de la variation de conduc-
tibilité avec la température. L'ionisation a pratiquement lieu dans une
Couche mince, proche de la surface de |)latine, et le nombre d'ions,
dans cette couche, dépendra à la fois de la vitesse avec laquelle ils
'^o m formés et de la vitesse avec laquelle ils se recombineroiit. Afin
^'elfectuer ce calcul, la vitesse de production des ions sera consi-
dérée comme fonction de la température et de la concentration du
gaz dans cette couche. \ une température constante quelconque,
si C est la concentration du gaz et C'celie des ions positifs et négatifs
"Supposée égale, nous avons

1)11 a est une constante, et nous supposerons qu'une molécule du gaz
se dissocie en deux ions.

Le cas est évidemment analogue à la dissociation de Az^O* ou
2AzO'-, et l'équation ordinairement employée pour représenter la
variation de la dissociation avec la température peut s'utiliser ici;
nous aurons donc ( * )

où q esl la chaleur développt^e lorsqu'une inolécule-grammc du gaz

( ' ) Van't Hoff, Leçons de Chimie physique. Vol. I.

UtM4> tl\IIOLO-A. WILSON.

t'ortnet» pur n»rombinui54>a »i ioa5. el x la fraction du gaz dissocié
& \i teiupt^nilurt' iàbM>lueT: >[ es^ supposé exprimé en calories el

S r .>^ iH»ûu IVtiuatîoa ie^i^fiLt A}«|iro3Liinalivemenl

«uuirx tf rrwbffxt BAirauet -fs: fjiUe. le courant est é;ral à
%. . — «_ •»•. » ^^*» *f munun? Fm^ms négatifs et positifs dans
♦► ^-jk. ifétr anur O' ••luiBr le ji :i>«che. X^i et A'o les vitesses
11*-^ ahî- «*■&- iMïiixô- -• Jinnci??w A une constante; A't et Xj
fïT- Jh't'^ X tsmmrssBK^. ^suu: ac^Iublenient proportionnels iV

^i*\r- ftr ^ t*ïniHfr:itanr absolue, par exeni|)le la

'ir cif tiffiipérature.
•î- -ifiMnifîr if iooo*C., Xti et Ao peu veut
n? iâU3i*?*f écarts de température sans
« -orte eu kv**: mt» ^brire ëleclromotrice faible le
.-^Mïtut ^ rr»i»M*wijan»t k t. -« t *ït prt>|)ortionnel à x quand x est

• I

^«Aâ."-*! upr '. * *i -^Hrt» KT> XTï- v'iirws l'un de Tautre, nous
•.^112- --Ht^'teÉuu-r ^MT fc rjrrr iiL rzipport des deux couranls

WlK*IW.^

iui*.»iu. --i**^iy» ^Muur tî-^ aAe*ir> It? '/ obtenues en parlant tin

j**

•1. >

71 000

•

*-*

64 000

•*.»>

49000

s^'»"i:*-

fur. eî*l d'environ 60 000"'

..'-*;«»a iï «••«urjnl ;ivec i.i loiiiprid-

^ ,- : ^7« <iti! e\ptrim«Milal «'-Uni W

-» I! •' ;■:.. n .|iir lo iininc :;.ilva-

i- ■ lui-" tl«* plalincci rcI«'C-

■I i 1 I o\'Uj'!c lhcrnio-cIcclri<i«ic.

r DES VAPRUBS SALINES.

Si nous considérons les charges portées parles ions comme égale<
il celles (les ions produits par l'électrol^so des solutions, nous pouvons
alors avoir une évaluation de la chute de potentiel à laquelle doil

1 ^

L|J ^_i

..Sr:iiii:Zi

|i- zz-z t-_

^:î::::^::i

z^ ^zt

Tempiratan

être soumis l'ion pour ioniser une molécule d'iitr. Il tant tj,i\ X lo'
coulombs pour élcclrolyser i moléciile-yrammc d'une substance quel-
conque; par ciiuséquenl, lu chute de potentiel nécessaire sera de

L'énerRtc mise en I
gramme d'eau est foi
pour être enviion 17c

g'ii

^:So

.alcnléc po

lé dans une solution quand une molécnle-
cn parlant des ions H cl OH, est connue

', el quand l'ozone (.)' est décomposé en oxj-
i*""' soni mises en liberté. Il <'sl intéressant de noter que
e dans les dcu\ cas est du même ordre de )i;randeur que

r l'ail

d'autrt

. le noi

■ les

Hutheiford a déterminé, d'une part, la quantité d'éneqjie aJisorbée
sous forme de ravoiis île Kont^cii par un volume donné d'air, et,
inbre d'ions produits dans le même vol

il a déduit l'éneifiie nécessaire pour iouisf

inpératurc ordinaire; son résultat, expiim

volts et multiplié [nir la charjje iiorléc par l'ion, est donné p;ir I

rayons; île ces données
une molécule d'air

lOgS HAROLD-A. WILSON. — SUR LA CONDUCTIBiLlTÉ ÉLECTRIQUE DE l'aIR, ETC.

nombre 170, nombre enM*ron 70 fois supérieur à celui que j'ai obtenu
à des températures supérieures à 1000". Il est probable que, dans
l'expiTicnce du professeur Hutherford, la plus grande partie des
rayons de Rontgen absorbés par Tair n'était pas employée à produire
des ions.

Si nous supposons que l'énergie requise pour ioniser une molécule
est due à Tal traction électrique entre les deux charges, il est alors
facile de calculer la dislance qui les sépare avant que la molécule
soit ionisée.

Si e est la charge portée par l'ion et /• la distance requise,

^,0^ _ e*
3oo ~~ r

et, d'après J.-J. Thomson ('),

e = fi X 10 -*o unités E.S.,

d'où

/• = 7 xio-' cm.

Ce nombre est du même ordre de grandeur que le rayon d'activité
moléculaire dans les liquides à la température ordinaire. Le profes-
seur Townsend (-) a montré que la chute de potentiel nécessaire
pour que l'ion ait une énergie suffisante pour ioniser une molécule
d'air à la température ordinaire est probablement moindre que 5 volts,
et supérieure à i volt. Mon résultat, ?.,() volts pour l'air à des tempé-
ratures su|)érieures à 1000" C, est, |)ar suite, presque le même que
celui do Townsend, en dépil de la grande différence entre les tempé-
ratures où SOS expériences et les miennes ont été faites.

(^) Phil. Ma<:., décembre 189H.

(') ConducUbilild produite dans lea s^az par le mouvement des ions chargés
négativement {Phil. Mag., février 190 1).

LES LOIS DE L'ÉLECTROLYSE DES VAPEURS

DES SELS ALCALINS,

Par Harold-A. WILSON.
Traduit de l'anglais par M. MOULIN.

Philosophical Magazine, i. IV, 1902, p. 207 à 214.

En 1891, Arrliénius ( n VVfrf. .Inn.y l. XLII, 1891, p. 18) publiait
les résultats de recherches qu'il avait faites sur le passage de l'élec-
tricilé à travers les flammes contenant des vapeurs salines, et propo-
sait d'admettre comme théorie que les sels sont dissociés en ions de
la même façon que dans les solutions aqueuses.

Les résultats d'Arrhénius furent confirmés et étendus, en 1899, par
<ies recherches commencées par le professeur A. Smithell et pour-
suivies en collaboration avec le D*^ II. -M. Dawson et Fauteur {PhiL
Trans., A. 1899). Depuis, l'auteur a publié les résultats de travaux
«Itérieurs quisemblent montrer d'une manière concluante que la con-
duclion à travers les va|)eurs salines s'eirectue par l'intermédiaire
d'ions de quelque nature et, par conséquent, est analogue à la con-
duction dans les solutions, à ce point de vue au moins.

Les expériences qui vont être décrites maintenant furent entre-
prises dans le but de déterminer les conductivités relatives des vapeurs
de diflerenls sels alcalins à diverses températures. Quelques-uns des
résultats obtenus ont été publiés dans une Note sur la conductibilité
électrique de Vair et des vapeurs salines, lue à la Société Royale
celte année.

En solution aqueuse, un sel, tel que KCI, se dissocie en deux ions
(-1- K) et ( — Cl), de sorte qu'il est naturel de supposer que, dans les
vapeurs salines, les ions sont de même nature.

Toutefois, la détermination des mobilités des divers ions dans les
vapeurs salines montre (pie ces ions se comportent généralement
comme s'ils étaient beaucoup plus lourds que des alomes isolés et que

l'ion {)Oïîtif se meut toujours plus lenlemenl i|ae I koi iM-.rBtil- Itus
ces rnndilioni l'hvpolhèse précédente ne «emble pin* jtnuMtn #
Justilier sans qu'une es]iénence ultérieure ne pr^me «-n sa fmejiT.

I<es

expériences qu

vont être décrites mainleiuiil i

faeun roncluanle qu'au-dessus de i3oo''C.. il v a ud« anitlupe rtrulc
entre les tapeurs salines et les éleclrolvtes lîqaîd«s. Eai iiôL dl»
montrent que les lois de l'éleclrolvse de Faradar sont rîçt«oreifciei«*
applicables aui tapeurs salines de ta inéme façon qn aox solotM*»
salines.

Il est probable que les ions gazeux attirent ter* eni ks na^Wal»
iteulres dont la présence explique leur très faible mobilité; «^ diK
net ordre d'idées, les ions positifs contiennent évidenuDenl Iteanceap
plus de molécules que les ions négatifs, de sorte que \e~ i<at<sé£*ti&
se mcuvcnl plus vite. Mais celte condensation, qui pArvit puliralinT
Hiix ions à l'état gazeux, n'iniluc pas nécessairement sur le BtinW
d'ions produits jiar la dissociation d'une molécule du *«1 ootqfrlts
i-linrges qu'ils transportent. On verra, par la suite, qu'an sel i Irtil
de vapeur donne naissance au même nombre d'ions, iransportaBl 11
même cbargc, qu'un sel en solution aqueuse; en d'autres lenDes.iK
vapeur saline jouit, au point de vue du transport de rélcriiicilé. d»
mêmes ])r»priétés qu'une égale quantité de sel en solution.

L'appareil employé est schématisé dans la fiftore i . Il se eonp.'^

fr\

l„ I„. ,!.■ |.h.lim- rr <!.■ .( .le loiigcicui- c[ de u-.;.'! ik Ju-

ii.ihv .|ui |,ui-l;.il .MU- r,.llciTllc Kl'' lii- (> dc diiii.K-lre i l'',ineJ<»^

AKvinil.'.. C> ml..' •'Inll >..iilon.. Ii..r;2..nul.'inrul ,I..iis .... Im.r UiU-

l..;.v .11- |-1,-l,l..-i-. I,a .■,.ll,Ti-ll.' s.-.>..il à |i. ■ft-r l,Mi-,'i..il,- ...iM-rl.'

liv I,.. :.,„ ,l„ l„„|.. 1 .1,- .•.|,',rn„l„ \,..K;- \:\:. ,,,i; , ,i,u,ll en .»

Iillie.l.. |,l,i.i,„. ,1e ,.."" ,1e l„„pie„|-el ,1e o"'.:i ,1e ,li,,...,-lr.-. el,«

LES LOIS DE LELECTR0LY8K DES VAPEt'BS DES SELS ALCALINS. MOI

soutenue dans une position réglable le long de l'axe du tube TT'.
L'extrémité de cette électrode était fermée par un chapeau conique
en platine et se trouvait engagée de 9*""* à l'intérieur du tube.

En T', le tube de platine était ajusté, de manière a ce (|uc le joint
soit étanche, dans un tube de verre par lequel arrivait de Tair chargé
de gouttelettes d'une solution saline. Les gouttelettes étaient obtenues
à l'aide d'un pulvérisateur de (jouy S qui projetait ces gouttelettes
dans une ampoule G d'environ 8'*'" de diamètre; l'air et les goutte-
lettes passaient ensuite à travers un tube en L renversé dans lequel les
plus grosses gouttes se déposaient. La solution saline était contenue
dans un réservoir dont le niveau était à 3o*''" au-dessus du bec du
pulvérisateur. La plus gninde partie des gouttes était arrêtée dans
l'ampoule et dans la première partie du tube en C et était remontée
au réservoir par un tube dans lequel le liquide était chassé par de
l'air comprimé.

L'air comprimé employé était obtenu au moyen de deux trompes
soufflantes semblables à l'une de celles qui ont été employées dans le
travail précédent sur la conductivité des flammes. Ln peu d'air
s'échappait par barbotage dans du mercure pour maintenir la pression
à peu près constante; le reste passait dans une grande tourie pour at-
ténuer les petites oscillations de pression.

La pression de l'air au pulvérisateur était mesurée au moyen d'un
manomètre à eau et était maintenue à So^"". Ce dispositif fournissait
assez d'air pour faire fonctionner le pulv<'*risateur et le four, sauf pour
des températures supérieures à i 100", pour lesquelles l'air envoyé au
four était additionné d'oxygène provenant d'un tube à gaz comprimé,
ce qui permettait d'atteindre une température de i^oo'C.

La température du tube était mesurée au moyen d'un couple
thermo-électrique platine-platine rhodié (jui était simplement relié
par l'intermédiaire d'une boîte de résistance et d'un commutateur à
un «jalvanoniètre amorti Avrton-Mather d'environ joo ohms de
résistance.

Le fil de platine servait à supporter le tube et le fil Pl-Kh était
soudé sur le tube en un point de s;i surface supérieure, de sorte
f|ue le tube lui-même formait un des ('hînienls du couple, i^e couple
('•tait étalonne? en déterminant la déviation du galvanomètre corres-
pondant au point de fusion de SO*K* (|ui fond suivant Ih^ycock et
Neville à lofiG^C, SD^ K- étant introduit dans le tube sur une petite
•>patule de platine; on augmentait graduellement la température et
l'on notait la d(''\iation correspondante. Alors, maintenant le tube à

1102 IIAIIUI.D-A. WlLSOX.

une série de le m pé rature s eroissaules aux. environs du point de fusion
et cherchant à laquelle SO* R- fondait, il était possihie d'obtenir
deux températures très voisines pour Tune desquelles SO*K^ fondait
et pour l'autre restait solide. La moyenne des deux déviations du
galvanomètre était considérée comme correspondant à io66"C. et la
température correspondant à une autre déviation était d'abord cal-
culée en supposant la déviation proportionnelle à la différence de
température des deux soudures. Les températures correspondant au
couple platine, ainsi obtenues, ont été ramenées à l'échelle centi-
grade au moyen des Tables de correction données par Callendar
(P/iiL Mag.y déc. 1899, p. 534).

Cette méthode de détermination des températures était très suffi-
samment précise pour le but des présentes recherches, pour lesquelles
il était inutile d'avoir une précision plus grande que 5** à 10"; suivant
Callendar, les corrections sont beaucoup plus précises vers 1000** et.
à 3oo", l'erreur n'est pas supérieure à 10".

Les fils de Pi et Pt-Hh plongeaient dans des godets de mercure
maintenus à teuipérature connue dans un bain d'eau; de ces
godets partaient des fils de cuivre conduisant au galvanomètre.

Le gaz qui alimentait le four était maintenu à pression constante
au moyen d'un gazomètre et le tube amenant l'air et l'oxygène était
muni d'un manomètre à eau au moyen duquel on pouvait maintenir
la pression constante pendant un temps aussi long qu'il était néces-
saire. De cette manière, le tube pouvait être, sans difficulté, main-
tenu constamment à la tî'uipérature voulue à moins de ;V'C. près.

Le courant qui passait à travers l'air et la vapeur saline entre
l'électrode EE et le tube Tï', sous des différences de potentiel variées,
était mesuré au moyen d'un galvanomètre Ayrton-Mather G|. La
diflerence de potentiel était obtenue à l'aide d'une batterie de petit>
accumulateurs B et était mesurée au moyen d'un voltmètre électro-
statique Braun indiquant de 5o volts à i5oo volts. Deux commuta-
teurs servaient à renverser le courant, soit dans le galvanomètre
seulement, soit dans tout l'apiiareil.

La figure 2 montre la variation du courant avec la température
sous une force électromolrice constante (840 volts), quand on pul-
vérise des solutions à i^ par litre.

On verra que, dans chaque cas, le courant croît rapidement jusqu'à
une valeur à peu près constante qui, dans le cas de Kl, se maintient
pour une grande variation de température. Vers 1 '^oo", le courant
recommence à monter rapidement et, pour une température supé-

LES LOIS DK L KLECTROLYSE DES VAPELUS DES SELS ALCALINS.

I io3

rieure à i3oo", il atteint brusquement une valeur s) peu près con-
stante. C'est de cette valeur sensiblement constante que s'occupe la
présente Note. Klle paraît être le courant maximum que peut trans-
porter la quantité de sel passant à travers le tube, parce qu'il varie
très peu quand on accroît la température ou la force électromotrice.

Fig. a.

1000 1100

1200 1300 ^^00

Naturellement, il est possible qu'avec des températures ou des
forces électromotrices plus élevées que celles qu'il était permis
d'utiliser dans ces expériences, un nouvel accroissement de courant
puisse se présenter; mais, en l'absence d'une |)reuve contraire, cette
valeur approximativement constante du courant sera regardée dans
ce qui suit comme le courant maximum que le sel employé peut
transporter.

Ce courant peut être appelle, par convonlion, conranf de satura-
tion pour le sel particulier employé.

Dans le Tableau suivant, les valeurs de ce courant maxijnum obser-
vées avec un certain nombre de solutions de dillérents sels sont
données dans la colonne intitulée courant (G). L'équivalent électro-
chimique (E) et la valeur du produit EC sont également donnés pour
chaque solution.

La température dans chaque cas était d'environ i3jo"C. et la force
électromotrice, de 84o volts.

I loi

HAHOLD-A.

WILSOX.

Grammes

KquÎTalcnt

par

électro-

Sel.

litre.

chimique E.

Courant C.

CsCL...

i68

i5,i X

10-^

Rbl

•21 SI

i3,5

166

16,4

»»

Nal

l'JO

16,4

Os CI....

168

1,61

Cs'CO^.

iG3

1,61

Rbl

'212

I ,25

RbCI.. .

l-lf

'.,24

Rb«CO'.

1 f J

>,44

ir>6

1,66

KBr

i»9

2,l3

4,42

K«GO»..

4,00

\al

i5o

1,82

)»

NaBr....

io3

•2,44

1»

\aCI....

4,73

\a«GO^ .

Î3

4,73

Lil

i34

2,03

LiBr....

3,12

LiCl....

6, 25

Li«C()ï..

7,48x

10-*

9, j4 X 10-

-1

2,86

•2,72

2,46

•2,70 X 10-

-S

2,62

>,65

î»w«

1»

2,80

•

2,75

2,53

•

2,57

2 , 7()

2,73

•». , 52

•^,79

2,5l

>»

•2 , 72

^,7î

•> ,69

2,77 X

10-

-î

Il est clair, d'après ces résultats, que le courant de saturation est
inversement proportionnel à l'équivalent éleclrochimique du sel. La
\aleur movenne 2,(57 -^ '^^~* ^" produit EC pour des solutions à i^
par litre esl très approximativement égale au -j-*^ de la valeur 2, ()5 x io~'
obtenue avec des solutions contenant 10^ par litre, ce qui montre
(|ue le courant de saturation est proportionnel à la concentration de
la solution pulvérisée.

()uand un éleclrolyte esl décomposé par le passage du courant, sui-
vant les lois bien connues de Télectrolyse données par Faraday, la
(pianlité de sel décomposée est proportionnelle : 1" à la quantité
d'électricité transportée et 2" à l'équivalent chimique du sel. Nous
\ oyons donc (pic les résultats précédents qui montrent : 1" que la
<|uanlité maxima d'électricité transportée par une vapeur saline est
proportionnelle à la (pianlité de sel passant entre les électrodes et a"
<|ue le courant de saturati(m pour une quantité déterminée (Je sel qui
passe entre les électrodes est inversement proportionnel à ré(]uivalent
(*himique du sel, prouvent que les lois de Télectrolysc de Faraday
s'appliquent aussi au courant de saturation transporté par une vapeur
saline.

LKS LOIS DE l'ÉLECTROLYSB DES VAPEURS DES SELS ALCALINS. Ilo5

Pour montrer que Tanalogie entre les vapeurs salines et les électro-
Ivles est complète, il reste à montrer que le facteur de proportionna-
lité de la seconde loi est le me^ine pour les deux. Pour en décider, il
était nécessaire de déterminer la quantité de sel qui passait entre les
électrodes quand une solution de concentration connue était puhé-
risée.

La quantité de sel passant dans le tube était déterminée par une
méthode qui est une modification de celle primitivement employée
par Arrhénius pour mesurer la quantité de sel pulvérisée dans une
flamme.

Une solution contenant /\o^ de chlorure de lithium par litre était
pulvérisée. L'air chargé de gouttelettes était mélangé avec du gaz
d^éclairage et le mélange brûlait au bout d^un tube de laiton, de ma-
nière à former une flamme de Bunsen. Un brûleur Bunsen était réglé
de façon à donner une flamme semblable et sensiblement égale qui
fut placée tout près de la première. Une perle pesée de LiCl fondu
était maintenue dans Taxe de la seconde flamme sur une boucle de fil
de platine et sa hauteur dans la flamme était réglée jusqu^à ce que les
dfui flammes paraissent également colorées.

Dans ces circonstances, la quantité de sel iournie aux deux flammes
doit être sensiblement la même, de sorte que la perte de poids de la
perle de LiCl mesure la quantité de LiCl pulvérisée.

La perte de poids de la perle de LiCl fut de •-'"•6 en lo minutes
dans une expérience et de G"'8 en lo minutes dans une autre. Cela
donne pour le nombre de milligrammes de sel passant par seconde
dans le tube de platine, quand une solution à i^ par litre est pulvé-
risée :

Goo X 4o

= 2,7 X lO"

Pour la même quantité d'un sel quelconque, nous avons trouvé
expérimentalement

EC = 9.,67X io-«.

Dès lors, la quantité d'un sel, d'équivalent électrochimique unité,
qui passera par seconde et correspondra à un courant de i ampère,
sera de :

2 ■" X lO — ^

— If = I oi X 10-* milligramme.

2,67 X 10-* ' °

Or, I ampère-seconde libère en électrolyse i,o^Xio~^ milli-
gramme d'hydrogène, de sorte que l'on voit que le facteur de pro-
S. P. 70

IIo6 HAftOLD'A. WILSOX. — LES LOIS DE L^ÉLECTaOLTSB DES TArErBS, ETC.

porlionnalilé est approximativement le même pour les vapeurs salines
que pour rélect/*olyse.

Il est évident que ces résultats prouvent que les lois de Faradaj
pour le passage de Télectricité à travers les liquides s*appliquent
aussi aux sels alcalins à l'état de vapeur. Ceci doit être regardé comme
une confirmation de l'hypothèse où Ton suppose que le passage de
l'électricité à travers les vapeurs salines se fait d'une manière tout à
fait analogue à l'électroljse des solutions salines.

Dans une solution diluée d'un sel tel que KCl, on admet que chaque
molécule du sel est dissociée en deux ions (-h K) et ( — Cl). Suivant
la théorie corpusculaire, si nous représentons un corpuscule par a,
ces ions sont alors K — a et Cl -+- a.

Les résultats donnés dans cette Note prouvent que la quantité
d'électricité que peut transporter un sel à l'état de vapeur est égale à
la quantité d'électricité nécessaire pour électrolvser la même quan-
tité de sel en solution.

Dans la théorie corpusculaire, ceci peut être interprété de deux
manières : la première invoque l'électroljse du sel, tandis que la
seconde ne l'invoque pas. Suivant la première, les molécules de la
vapeur saline se dissocient en ions. Ces ions se meuvent alors vers les
électrodes et y déposent leur charge, devenant alors K et Cl; K à
Télectrode négative, Cl à l'électrode positive.

Suivant Taulre interprétation, la molécule de vapeur saline perd
un corpuscule, formant alors deux ions

KCl — a et a,

KCl — a se dirige alors vers l'électrode négative et des corpuscules
seulement vers l'électrode positive, de sorte qu'il ne se produit au-
cune séparation des deux atomes constituant la molécule.

La grande mobilité des ions négatifs par rapport à celle des ions
positifs semble en faveur de cette dernière manière de voir; mais des
cas connus où la séparation des éléments d'un composé par électrolyse
dans le gaz paraît avoir lieu, sont nettement en faveur de l'hypothèse
<iue les ions sont semblables à ceux qui existent dans les solutions.

Les expériences présentes ne peuvent montrer ce que les ious de-
> ieun(Mit après s'être déchargés sur les électrodes; mais il semble qu'ils
ne doivent plus ])arliciper iillérieurenient au transport de réleclricité.

J'espère cpie d'autres cxpj'riences jetteront un peu de lumière sur
cr point.

DÉTERMINATION DE LA CHARGE DES IONS

PRODUITS DANS L'AIR PAR LES RAYONS RÔNTGLN,

Par Harold-A. WILSON.
Traduit de l'anglais par P. LUGOL.

Philosophical Magazine, 6* série, t. V, 1903, p. 429-^51.

Dans un Mémoire Sur les propriétés électriques des gaz récent-
ment préparés, le professeur Tovvnsend (*) a décrit une détermina-
tion de la charge moyenne des gouttelettes composant le nuage qui
se forme quand on fait barboter dans Teau de l'oxygène récemment
préparé. Il l'a trouvée égale à3 x io~"> U. E. S. Ilyades raisons d'ad-
mettre que chaque goultelette contient un ion, et que par conséquent
le résultat de Townsend peut être considéré comme se rapportant à
la charge d'un ion, charge qui sera toujours, dans ce qui suit, dési-
gnée par e. Le résultat que j'ai oblenu est en complet accord
avec lui.

Le professeur J.-J. Thomson (-) a donné deux estimations de e; la
première résulte de la détermination de la charge moyenne des gout-
telettes d'un nuage formé par condensation de la vapeur d'eaii sur
les ions produits dans l'air par des rayons Ront^en, et la seconde
d'une détermination semblable relative aux ions produits par une
plaque de zinc sous l'action de la lumière ultra-violette. Le résultat
moyen a été 6,5xio~'® pour la [)reiaière et 6,8xio~"* pour la
seconde (').

(•) Phit, Mag., fév. 1898; Journ, de Phys., 3* série, t. VII, p. S;*). Voir aussi ce
Volume.

(') Phit. Mag.^ (léc. i8y8 et 1839; Journ. de Phys., 3* série, t. IX, 1900, p. 120.
Voir aussi ce Volume.

(') Le résultai d une détermination plus récente du professeur J.-J. Thomson {voir
aussi ce Volume) n*est venu à la connaissance de Fauteur qu'après la rédaction de son
Mémoire.

II08 ilAROLD-A. WILSON.

Comme Ton peut déduire immédiatement de la connaissance de e
le nombre des molécules contenues dans i^"* de gaz; comme de plus
la valeur absolue de e présente par elle-même un intérêt considé-
rable, il m'a paru utile d'en faire une nouvelle détermination par une
méthode différente.

Cette méthode utilise, comme celle du professeur Thomson, la condenisation
de la vapeur d'eau sursaturante autour des ions produits par des rayons
Rontgen{«).

Il est présumable que chacune des gouttes du nuage contient un ou
plusieurs ions. Supposons qu'une gouttelette contenant un ion et
ayant par conséquent une charge e^ ait une masse m que Ton peut
déterminer en observant sa vitesse de chute v^ dans l'air. Si on lui
applique un champ électrostatique vertical d'intensité X, elle sera
soumise à une force Xe due au champ, de sorte que la force totale
sera Xe -j- mg^ où g désigne l'accélération de la pesanteur, et où l'on
compte la force Xe positivement quand elle a la même direction que le
poids mg, La vitesse du mouvement uniforme d'une sphère dans un
fluide visqueux est proportionnelle à la force qui agit sur elle, de
sorte que la vitesse de chute de la gouttelette sera altérée par le
champ électrique. Soit v^ sa nouvelle valeur. Nous aurons

La relation entre m et i^i est donnée par l'équation

1
m = 3,1 X io~«x t'J (*),

de sorte que l'on a

e= 3,1x10-9^(4^,-1^1)1^1.

Si donc l'on connaît X, il suffira de mesurer P| et v.x pour déter-
miner complètement e. Telle est la méthode que j'ai employée.

J'ai trouvé qu'avec des rayons Rôntgen intenses quelques-unes des
gouttelettes du nuage avaient des charges plus fortes que d'autres. De
fait, il a quelquefois paru que l'on avait affaire à plusieurs sortes de
gouttelettes ayant des charges sensiblement dans les rapports 1:2:.').

(») C.-T.-R. W1L8ON, Phil. Trans., A, 1897, p. a65 et A, 1R99, p. 4o3. Voir aussi
ce Volume.
(') J.-J. TuoMSON, Phil, Mag.f déc. 1899, p. 56r. Voir aussi ce Volume.

LA CHABGE DES IONS PRODUITS DANS l'AIR PAR LES RAYONS RoNTGEN. liOg

Il semblait donc que quelques-unes des gouttes continssent i ion,
quelques-unes 2, et ainsi de suite. Ceci concorde avec l'observation
du professeur Thomson que, lorsque l'intensité des rayons dépassait
une certaine limite, le nombre des gouttelettes du nuage ne croissait
pas proportionnellement au nombre des ions présents au moment de
la détente. Le professeur Thomson employa alors des rayons assez
faibles pour que dans ses expériences chaque goutte contînt proba-
blement un seul ion, condition nécessaire au succcs de sa méthode.
Les principaux avantages de la mienne sont de n'exiger ni la dé-
termination du nombre des gouttes du nuage et du nombre d'ions
présents au moment de sa formation, ni la supposition que chaque
gouUelette contient un seul ion. Ces déterminations impliquent des
hjpothèses qui ne peuvent être qu'approximativement vraies dans la
pratique, et l'on risque toujours que quelques-unes des gouttes du
nuage contiennent plus d'un ion.

La Hgure i représente l'appareil employé. Le tube de verre AB a environ

Fig. I.

Aspirateur

«r" de diamètre et 10*"" de longueur; une batterie de petits accumulateurs peut
établir entre les disques de laiton C et D, de S*""*, 5 de diamètre, lu différence de
potentiel que Ton désire, jusqu'à stooo volts. Le petit manomètre à mercure H
permet de m îsurer la détente ; Télectro-aimant M permet d'ouvrir brusquement
la soupape V, et toujours exactement de la même manière. Au-dessous de»

â't^ffn^^. AH c^fit'ieM 4<; l>aa ; Tair a été débaiTas<é de poa^siéres à la manière
ordinaire, par d^^s d^^iewte^ r<Çp^l^4^^ et espacées de manière à permettre U
pr^ripiiarion do krf^iMard formé.

On af:lionn;»it nn tiil>€ à rayons Rontgen disposé près de ABde
manirrft rjfie le^ ravon» passaient entre les disques. On fermait alors
\e cirriiit de réiettro-aimant, ce qui produisait une détente soudaine.
Ln nuage %e formait entre les disques, et l'on mesurait le temps mis
par sa face supérieure à tomber du disque supérieur au disque infé-
rieur. On avait trouvé ainsi la vitesse i^i en l'absence du cliamp élec-
trique. On répétait alors Texpérience, mais en reliant les disques à la
batterie immédiatement après la détente, et Ton obtenait ainsi la
vitesse de chute Tj dans le champ électrique.

On trouva qu'en maintenant les rayons pendant toute la durée
d'une expérience, on obtenait de très grandes valeurs pour la charge
de chaque gouttelelte. Un champ de quelques centaines de volts par
centimètre était abirs suffisant pour entraîner vers le haut, et non vers
le bas, un grand nombre de gouttelettes présentes. Il devînt bientôt
clair que les nouveaux ions formés après la détente se fixaient sur les
gouttelettes, de sorte que la charge de ces dernières devenait d'aalanl
plus grande que les rayons étaient maintenus plus longtemps après b
détente. On plaça alors sur le circuit primaire de la bobîse em-
ployée pour exciter Tampoule un interrupteur S actionna jor Far-
mature de l'électro-ai niant de manière à couper le cîrruîl. e^t a arrêter
ainsi les ravons une faible fraction de seconde a^ant Iji dt-lenle- L^
disques C et D étaient également reliés à un comamlatf'Tir qui dulKwnd
les réunissait Tun à l'autre, puis les reliait à la CTaadc ImtKrîe em-
ployée pour les charger.

Le nuage était éclairé par un faisceau )«aiif>eii\ bnr«7.riiiXAl dt- c"*. 5 àt
hauteur, passant entre les disques: on oh><*r*-an à trev^T* uti trou placf
â 20*" des disques dans la direction perpeadirnlaire au fatsneai] ei a leur
niveau, et une fente verticale, de o**. > de larxrfor. jilart^- ronin h- tuï*t et
ne laissant voir que la portion centrale de la partir enlaim- rii: mia^r .

La distance des disques ne fut jamais snpérirnTe é î**. «fin (l'eviiei lit pn*-
doction entre eu\ de niouxemenis dair f•^^.asiollm^^ pai irr r«nirani* de
'Ç'-nv^^lion qui prennent nasssjnce sur )<> ^larfiis du luUt qiianr: It ira? b rif
r*fr'>idî p.ïr U drtrate: ^n rt:"iiniis>*i: cvi u rniifiiriiti f^iai: ri-aiïs^t ii ce
CL*- ja surface du cjaire re^:i;i p'iiTjf- p«fi« ..n : -»i .iiint rMiirt it»^ tiî«ionr>

à «

'■■•uriU- d'il (Il jtr-:*dL-.>:-: pi::>. quf-.iii .-i. ajujuh; nt^itTinin--^- ^.. un i'.^

h\ CIUaGE DBS IONS PRODUITS DANS l'aIR PAR LES RAYONS RÔNTGEN. III t

reliait immédiatement à la batterie par le jeu du commutateur.
Quand ils étaient chargés avant la détente, on n^obtenait pas de
nuage, le champ chassant les ions aussitôt quMls étaient formés.
Pour faire une mesure de e, on évaluait, au moyen d'un chronomètre
à pointage, une série de durées de chule entre le disque supérieur et
le disque inférieur sous Faction du champ et sans le champ, alterna-
tivement.

C.-T.-R. Wilson (') a trouvé qu'avec une délente de i5*^'" de
mercure à peu près, les ions négatifs seuls font office de noyaux,
tandis qu'avec des détentes supérieures, la condensation a lieu sur
les ions des deux signes. Ces résultats ont été facilement vérifiés
avec mon appareil. Avec une détente de i5*^™, une charge négative
donnée au disque supérieur faisait tomber le nuage entier plus vite
qu'il ne tombait en l'absence de toute charge, tandis qu'une charge
positive du disque supérieur réduisait la vitesse de chute. Il était
donc clair que les gouttelettes étaient chargées négativement.

De plus, avec des détentes de beaucoup supérieures à iS*^", la
charge des disques accélérait la chute de certaines gouttelettes et
ralentissait certaines autres, ce qui indiquait la présence simultanée
de gouttelettes positives et de gouttelettes négatives. Cependant, il a
toujours semblé qu'il y avait plus de gouttelettes négatives que de
gouttelettes positives, et il n'était pas facile d'observer ces dernières,
à moins que la détente ne fût presque suffisante pour produire un
brouillard même en l'absence de toute espèce 'd'ions. De fait, il
paraissait y avoir entre les disques un grand excès d'ions négatifs, et
non pas des nombres égaux d'ions des deux signes. Le rayonnement
secondaire du laiton sous l'action des rayons Ronlgen donne sans
aucun doute l'explication de ce fait. Il a été prouvé que ce rayonne-
ment consiste en corpuscules chargés négativement, de sorte que
l'on pouvait s'attendre à trouver un excès d'ions négatifs dans l'air au
voisinage des disques. Mais on ne s'attendait pas à en trouver un
excès aussi grand. Peut-être est-il possible que la condensation se
fasse principalement sur les ions négatifs lorsque les ions des deux
signes sont simultanément présents, bien qu'il y ait peu de différence
entre les degrés de sursaturation nécessaires pour produire la conden-
sation sur les ions positifs et sur les ions négatifs, lorsqu'il n'en existe
que d'une seule espèce.

Dans ces expériences, on a toujours employé des détentes de i6*""

(') Phit. Trans., A, 1899, p. 4îo. Voir aussi ce Volume.

IlltX HAROLD-A. WILSON.

à 17*" de mercure, et tous les résultats se rapportent à la charge des
ions négatifs.

Les gouttelettes ne tombaient pas toujours toutes avec la niénie
vitesse dans le champ électrique. 11 a semblé qu'il en était presque
toujours ainsi, mais spécialement quand on employait des ravons
énergiques. Il paraissait y avoir plusieurs sortes de gouttelettes, toutes
celles de même espèce tombant avec la même vitesse. D'après leur
vitesse de chute, les gouttelettes de Tespèce la plus nombreuse étaient
les moins fortement chargées. Les observations qui suivent se rap-
portent uniquement à ces dernières; il sera question des autres plus
tard.

Le nuage commençant à s'évaporer dès qu'il s'est formé, il est
très important de mesurer aussi vile que possible la vitesse de chute.
En général, je ne le laissais tomber que de o^"',5 environ, puis j'ap-
pliquais le champ électrique dans le sens qui augmentait la vitesse de
chute. Une autre raison pour ne laisser entre les disques qu'une très
petite distance est que la différence de potentiel utilisable étant seu-
lement de 2000 volts, le champ électrique n'était pas assez intense
pour modifier d'une manière appréciable la vitesse de chute, à moins
que les disques ne fussent tout près l'un de l'autre. Pour ces diverses
raisons, on a fait toutes les observations en rapprochant les disques
autant que possible, car il était évident qu'on n'aurait pu obtenir
autrement des résultats dignes de confiance. Pour la même raison,
on employa presque toujours la plus grande différence de potentiel
possible. Il aurait naturellement mieux valu que les observations
fussent faites avec des distances très diverses entre les plaques et des
valeurs très diflférentes de la différence de potentiel, mais ce n'était
pas possible avec la batterie dont je disposais.

Exemple d*une série de huit mesures alternatives :

Champ X= o X = n,3 U.E.S.

Durée de chute (moy.). 9.3,65 sec. 17,2a sec.

Vitesse Vi= 0,0190 cm. /sec. Çt= 0,0262 cm. /sec.

d*où l'on tire

e = 2,3x io"»o U.E.S.,

m = 8, 1 X lo-ï* gr.

On peut varier la méthode en mesurant les vitesses de chute pour les deux
directions opposées du champ. On a alors

mg -^ Xg __ Pj
mg — X tf "* i^j

LA CHARGE DES IONS PRODUITS DANS LAIR PAR LES RAYONS RONTGEN. IIl3

la moyenne entre v^ et v^ donne la vitesse quand X = o. La première méthode

est préférable à cause de la nécessité d'opérer vite, car t'j< i^j; cette dernière

a donné

e = 2,r» X lo-ïoU.E.S., m — 9,5 x io-*> gr.

Dans chaque série de mesures, l'observation avec X positif suivait
toujours d'aussi près que possible l'observation avec X = o, afin que
l'intensité des rayons et les autres conditions fussent aussi voisines
que possible dans les deux cas. Bien que les observations d'une
même série, avec X = o par exemple, aient souvent présenté d'assez
grandes variations, il y avait ordinairement des variations correspon-
dantes dans les observations faites avec X positif, de sorte que la
valeur de p, déduite de la moyenne des résultats, n'en était pas
nécessairement alleclée (*).

Ensemble des résultats.

*•«•

i',.

0,43

i3,3

1,9 XIO-»

2,62 X 10-*

8,1 X 10-

-11

2,3X10-»®

f ,00

-H 6,7

4,36

25, 0

2,6

o,5o

i3,3

4,39

5,3

28, r>

4,4

*o,5o

i3,3

9.,G8

3,4f

i3,6

•■^•,7

o,5o

i3,3

3,4

4,2

»9,3

3,4

0,55

12,1

3,^7

4,11

18,3

3,8

0,|0

iG,7

1,9

3,4

8,1

3,8

0,40

i6,7

i,î)3

3,1

8,3

3,0

0,40

16,7

1,98

3,34

8,6

3,5

•0,40

12,5

1 , 9.0

2 , 00

4,4

2,0

0,44

l5,2

i,93xio-»

2,72x10- *

8,3x10-
Movenne..

-11

• • •

2,3xio-ïo

3.IXIO-»®

Il convient maintenant de considérer les groupes moins nombreu:

(') Comme exemple, nous reproduisons la meilleure et la moins bonne des neuf

séries indiquées au Mémoire et qui sont marquées d'un * dans le Tableau d^ensemble :

Distance des dUques : </ = 0eaB,5. d — 0^'^,^.

Diffcreoce de polentiel : 2000 toIis. 1300 volts.

Champ: X = 0. X=-f-13,J. X — 0. X=-4-«.5.

Durées de chute, en sec. i^,3 io,8 33,6 ao,o

20.3 ij,6 33, o 30,0
i8,a 17,6 3o, 5 20,0
18,0 i3,8 3i,f) 2«,^

18.4 i5,4 29,4 »9'6

»>

Moy. 18,6} i4,^»4 3i,6 ao,o

i', — o,oi68 Vj— o,o34i V, =o,oi2G 4^2 = 0,0200

flll4 HAROLD-A. WILMK.

de gouttelettes qui tombaient plus vile que le groupe principal,
auquel se rapportent les résultats précédents.

En Tabsence du champ le nuage tombait tout d'une pièce et sa
face supérieure était bien limitée. On ne pouvait pas observer la
moindre trace de séparation en plusieurs portions. Sous Faction du
champ, il tombait plus vite et, au début, son aspect restait le même.

Mais, après quelques secondes, la surface du nuage commençait à
se diviser en deux, l'une des parties tombant visiblement plus vite
que le reste. La ligne de séparation entre ces deux parties était bien
nette. On observa quelquefois trois divisions semblables. Dans une
série de mesures avec o^"*, 4 de distance entre les disques, on a obtenu
les résultats suivants :

X = o. X=H-ia,5, X=-t-ia,5, X=-hia,5,

groupe deoiiémc troisième

principal. groupe. groupe.

» » t t

33,6 20,0 i5,4 l'^o

33,0 90,0 i5,o 10,6

3o,5 10,0 14,0 lOyO

3i,6 20,4 » 10,8

^9»4 » » 10,4

Moy. 3i,6'3t 20,1 i4,8 10, 56

On pourrait attribuer la formation des groupes secondaires à la
coalescence de deux gouttelettes sous l'influence du champ, mais il
est facile de montrer par le calcul qu'une gouttelette ayant deux fois
la masse et deux fois la charge d'une autre serait tombée en 6 se-
condes dans Texpérience précédente. Si nous admettons (phénomène
naturellement probable) que deux gouttelettes, l'une positive et
l'autre négative, se soient soudées, la gouttelette de masse double
tomberait en 1 1 secondes 2, ce qui est très approximativement la
durée moyenne de chute (10,6) des gouttes les plus rapides. Cepen-
dant, il n'est pas facile de voir comment des gouttelettes coalescentes
pourraient former une agglomération à surface limite nette, car on
pourrait s'attendre à voir se produire des coalescences à des époques
diflerentes de la vie du nuage. L'existence d'une face supérieure net-
tement limitée pour chaque groupe semble indiquer que toutes les
gouttelettes qui le constituent sont formées au moment de la dr-
tente.

Il semble (|ue Ton puisse encore donner Texplication suivante : au
nioment de la formation du nuage, certaines gouttes contiennent plus

U CHARGE DES IONS PRODUITS DANS L*AIR PAR LES RATONS RÔNTGEN. II l5

d'un ion. Si deux ions étaient très voisins pendant la détente, ils
pourraient facilement donner naissance à une seule gouttelette. On
peut objecter qu^une telle gouttelette devrait être plus grosse qu'une
autre ne contenant qu'un ion. Mais cette objection tombe, si l'on
songe à la grandeur de l'influence de la charge sur la grosseur d'équi-
libre des gouttelettes, influence que Ton sait être très faible.

Si l'on suppose que les gouttelettes des trois espèces ont la même
grosseur mais des charges différentes, il est facile de calculer ces der-
nières. Le calcul donne, pour les nombres rapportés ci-dessus :

Charge
par gouttelette.

Groupe principal 2,04 x 10"*®

Deuxième groupe 8,9! »>

Troisième groupe 6,94 »

Si donc le groupe principal n'a qu'un ion par gouttelette, le
deuxième en a deux, et le troisième trois environ.

Townscnd a montré (*) que la charge d'un ion produit dans l'air
parles rayons Rontgen ou les autres formes de radiations est égale à
la charge de l'ion ou de l'atome d'hydrogène dans les solutions.
D'après les résultats des expériences actuelles, la charge de l'atome
d'hydrogène est donc 3,i x 10"*® U.E.S. ou lo"^» U.E.M. Une
U.E.M. d'électricité dépose dans l'électrolyse d'une solution

o^jOii 18 d'argent et, par conséquent, -^ =i,o43 x io""*gr.d'hy-

drogène. Il s'ensuit que la masse d'un atome d'hydrogène est approxi-
fflaUvement iQ-^Xio'^^gr. ou io~^*gr. La masse d'une molécule d'hy-
drogène est donc 2X lo'^^gr., de sorte que la masse de 1 '^"'d'hydrogène
ào** et j6*^" de mercure étant 9Xio"*gr., le nombre N de molécules

dans I *"* d'hydrogène est -^ ^^, ou approximativement 4 x lo**.

Le résultat moyen de mes expériences, 3,i x io~*® U.E.S., ne
peut pas être très éloigné de la vérité. Je pense que Ton peut con-
sidérer comme établi par elles que e est compris entre 2 x io~*® et
4xio-««U.E.S.

Les valeurs de N fournies par la théorie cinétique des gaz varient
entre des limites un peu plus larges. La valeur obtenue est déduite

(') PfUl, Trans,, A, 1899, p. 129; J, de Phys., 3* série, l, IX, p. 3oi. Voir aussi
ce Volume.

Ill6 H. -A. WILSON. — LA CHARGE DES IONS PRODUITS DANS L*AIR, ETC.

d'ordinaire du rayon assigné à la molécule du gaz considéré. O.-E.
Meyer (*) donne N = 6, i X lo**, \aleur fondée sur l'hypothèse que
le rayon moyen d'une molécule d'air est io~*cm. Pour N = 4 X lo'*,
le rayon moyen d'une molécule d'air doit être 1,2 x io~*.

Un grand nombre de raisons de nature différente conduisent, pour
le rayon de la molécule ou de la sphère d'action moléculaire, à io~'cm.,
mais la grandeur de cette quantité ne peut certainement être consi-
dérée comme établie qu'entre des limites qui ne sont pas très voisines.
L'accord entre la valeur de N obtenue dans les expériences précé-
dentes et les valeurs déduites de la théorie des gaz peut donc être
considéré comme aussi bon que l'on pouvait s'y attendre.

( ' ) Kinelic theory of gases, p. 333.

m»»*t'

MOBILITÉS DES IONS PRODUITS DANS LES GAZ

PAR LES RAYONS DE RONTGEN,

Par m. J. ZELENY.

Traduit de l'anglais par Edouard SALLES.

Philosophical Transactions, A, vol. CXCV, 1901, p. rgS.

J.-J. Thomson et E. Rutherford ont expliqué la conductibilité élec-
trique que communique aux gaz l'exposition aux rayons de Ronlgen,
par la formation de particules portant des charges électriques de
signes contraires. Quand ces particules ou ions sont soumises à un
champ électrique, elles sont entraînées par le champ, et c'est leur
mouvement qui constitue la conductibilité que l'on observe; quant
au rétablissement du pouvoir isolant du gaz, après exposition aux
rajons, il est dû partie à la recombinaison des ions de signes con-
traires, partie aux chocs de ces ions contre les parois.

Une mesure de la somme des vitesses avec lesquelles les ions posi-
tifs et négatifs se déplacent dans un champ électrique avait été faite
pour Tair par J.-J. Thomson et E. Rutherford ( * ) ; plus tard le second
de ces physiciens, par la même méthode indirecte, a déterminé la
somme des vitesses des ions dans diflérents gaz. Cette méthode néces-
sitait que l'on connût d'abord la vitesse de recombinaison des ions,
puis, d'une part, la valeur du courant de saturation obtenu dans le
gaz à l'aide d'un champ électrique intense et, d'autre part, celle du
courant obtenu avec un champ électrique faible incapable de produire
la saturation. E. Rutherford (^) décrit aussi une expérience à l'aide de
laquelle, par une méthode directe, les vitesses des deux ions ont été
mesurées séparément et trouvées approximativement égales. L'auteur
a montré depuis (') qu'en général, les deux vitesses sont inégales, et

( * ) J.-J. Thomson et E. Rutherford, P/iîL Mag., novembre 1896.
(') E. Rutherford, Phil. Mag., novembre 1897.
(») J. Zeleny, Phil, Mag., juillet 1898.

I 1 18 J. ZELENT.

que rion négatif se déplace plus rapidement que le positif dans tous
les gaz pour lesquels le rapport des deux vitesses a été mesuré.

La valeur des mobilités des ions ayant été utilisée par J.-J. Thom-
son (*) et J.-S. Townsend (^) pour la détermination de quantités
physiques importantes, il était ulile d'entreprendre une nouvelle déter —
mination de ces mobilités, d'abord afin de perfectionner la solution de^
quelques-unes dés difficultés qui subsistent dans la théorie de \^m
conduction et en partie parce qu'il semblait désirable qu'on imagina %
une méthode directe, au moyen de laquelle les vitesses des deux ion.^
soient déterminées séparément, et où les conditions expérimentale-^
puissent être suffisamment variées pour éliminer les erreurs sérieuses..

En entreprenant ce travail, l'auteur a utilisé une modification de Fa
méthode employée par lui à la détermination du rapport des deux vi-
tesses des ions, mélhode décrite dans un Mémoire précédent. On
faisait, à l'aide d'un champ électrique, circuler dans un tube les ions
en sens inverse d'un courant gazeux, et leur vitesse était comparée
à celle de ce dernier. La présence de toiles métalliques nécessaires
pour produire le champ électrique troublait suffisamment le courant
gazeux, pour former des remous et empêcher d'obtenir des résultais
précis.

La méthode qui fut étudiée ensuite, et au moyen de laquelle tous
les résultats contenus dans ce Mémoire ont été obtenus, consistait
aussi à comparer la vitesse des ions à celle d'un courant de gaz, mais
elle permettait d'éviter la difficulté précédente, par le fait que le
champ électrique était à angle droit du courant gazeux.

§ 2. — Méthode employée pour déterminer la mobilité.

Un courant de gaz passe entre deux cylindres concentriques main-
tenus à des potentiels diilerenls et traversés en un endroit par un
faisceau de rayons de Ronlgen. Les ions produits entre les deux
cylindres par les rayons sont entraînés par le courant gazeux et ils
se déplacent en même temps à angle droit de l'axe des tubes sous
l'influence du champ électrique. Les trajectoires résultantes des ions
sont in'clinées d'une quantité dépendant de la valeur relative de la
vitesse du gaz par rapport à celle des ions.

(*) J.-J. TiiOMaoN, Phi/. Mag., décembre iH(jK.

(') J.-S. Townsend, PhiL Trans., A, Vol. G\CII, iPg;,.

MOBILITÉS DES IONS PRODUITS DANS LBS GAZ PAR LES RAYONS DE ROXTGEN. III9

Soient (^fig, 1)

ce une section d'une portion du cylindre extérieur;
DB une section d'une portion du cylindre intérieur;
M un pinceau étroit de rayons de Riintgen traversant les deux cy-
lindres à angle droit de leur axe commun.

Fig. I.

C d'

Quand les deux cylindres sont à des potentiels dillérents et que

le gaz entre eux est au repos, un ion partant du point <i à la surface

interne du cylindre extérieur se déplacera sous Tinfluence de la force

électrique directement vers /. Mais, quand un courant gazeux ira dans

les cylindres de droite à gauclie, ce courant entraînera lui aussi Tion;

ce dernier suivra une trajectoire ressemblant à la courbe dk ^ et

atteindra finalement le cylindre intérieur en quelque point, X', qui

peut être déterminé. Les trajectoires des ions ne sont pas des lignes

droites, car l'intensité électrique et la vitesse du courant gazeux

varient entre les cylindres en chaque point et suivant une loi difle-

rente. La distance X à laquelle les ions ont été entraînés le long du

tube par le courant gazeux, tandis qu'ils se déplaçaient sous Faction

(le la force électrique entre les deux cylindres, permet une mesure

relative des vitesses du gaz et des ions, et peut ainsi être employée

pour déterminer la vitesse avec laquelle les ions se meuvent dans un

champ électrique donné.

Supposons le cylindre extérieur maintenu au potentiel de A volts
et le cylindre intérieur au potentiel zéro; représentons par b le rayon
intérieur du cylindre extérieur, et par a le rayon extérieur du
cylindre intérieur. Le potentiel en un point quelconque situé entre
les cylindres, à une distance /• de Taxe commun, est

d) R =

Log.-

! I iu J. ZBLKNY.

":iueu>iLë du champ électrique en ce poînl sera

^R A

dr , b

^ a

ï>i v représente la vitesse avec laquelle un ion se déplace dans un
« iitiuip électrique d^ntensilé de i volt par centimètre, et si nous ad-
lut'Uuus que la vitesse de cet ion est proportionnelle à la force du
r()auip« la vitesse radiale de Fion en un point, où Tintensité élec-
Irique est représentée par (2), sera

Ai;

» )

v =

^ a

L'ion étant entraîné par le courant gazeux possède aussi un mou-
\ ornent dans la direction de l'axe des cylindres.

Lu vitesse du courant gazeux en un point quelconque dépend do
^u dislance à l'axe des cylindres, qui sera pris comme axe des x.

Supposons qu'à la distance r de cet axe la vitesse du gaz soit //,
la trajectoire de l'ion est représentée par l'équation diflerenlielle

dx u

ol substituant la valeur de V donnée par (3)

ur Log« -

( ■) ) dx = 7 dr,

^ Ap

La distance X parcourue par l'ion, dans la direction de l'axe des x,
tandis qu'il traverse la distance totale entre les cylindres, c'est-à-dire
de r = 6 à r^ a, est

, b
(6) '^ = -Â7" / "''^''-

La vitesse moyenne du courant gazeux, mesurée par le quotient
du volume total du gaz émis en i seconde, par la surface de la sec-
tion, est donnée par

(7) ^ = 5nrï?,y "'^^'-

JrOSILITÉS DES IONS PRODUITS DANS LES GAZ PAR LES RAYONS DR RONTGEN. Il'il

De (6) et (7) nous tirons

/H ; \ = L 7 ' Logtf -

Ceci donne la valeur de la vitesse de l'ion dans un champ unité
t-Mi fonction de quantités qui peuvent être déterminées expérimenta-
it^ ment.

Le temps nécessaire pour que les ions passent d'un cylindre à
1 iiulre est

, b

(10) T = / -TT = — ; / rdr= Log^ - = 77

Les équations ci-dessus s'appliquent aux ions partant de la sut face
^*^lérieure du cylindre extérieur, et se déplaçant vers le cylindre in-
^^*rieur. En pratique, il n'est pas possible de limiter la produc-
tion des ions, à Taide des rayons de Rontgen, à la surface inté-
rieure du cylindre extérieur, de sorte qu'un faisceau étroit de rayons
liasse à angle droit à travers les cylindres, comme il est représenté
par dd sur la figure i . Parmi les ions de cette couche qui se meuvent
à l'intérieur sons l'influence de la force électrique, ceux qui partent
de la circonférence en d sont entraînés le plus loin par le courant
gazeux avant d'atteindre le cylindre intérieur. Dans ces conditions,
les équations obtenues peuvent être appliquées à déterminer le point
du cylindre intérieur le plus éloigné du faisceau de rayons, qui est
encore atteint par les ions. Afin d'obtenir ce point, le cylindre inté-
rieur DB est divisé en k en deux parties, isolées l'une de l'autre, la
partie B à droite étant reliée au sol, tandis que la partie D, située à
gauche de Ar, est reliée à l'une des' paires de quadrants d'un électro-
mètre.

Si l'on maintient entre les deux cylindres un courant défini de gaz,
tant que le potentiel de CC est au-dessus d'une certaine valeur, tous
les ions contenus dans le volume dd qui se déplacent à l'intérieur
atteindront DB à droite de k et l 'électromètre ne déviera pas.

En diminuant progressivement le potentiel de CC, on atteindra
finalement une valeur telle que les ions partant du bord extérieur d
atteindront DB juste à la gauche de A*, ce qu'indiquera la déviation
S. P. 71

1122

de rëlectromètre. La \aleur da voltage A dans ré<|vatÎ€tt «^o- est ainsi
déterminée et la valeur de \ qui lui correspond est la distance del-
au faisceau de ravons. 11 est nécessaire de faire des correetiaiis à b

valeur de X ohlenue, par suite de la largeur du faisceau et de cdie
du raccord Ar, corrections qui seront examinées pins tard. L'appareil
employé va être décrit maintenant.

§ 3. — Appareil eaplejé.

Les principales parties de l'appareil sont représentées figure a; la
partie inférieure est une coupe verticale, tandis que les conneiions
électriques de la partie supérieure sont vues en plan. Le cvlindre

Fig. 2.

(extérieur AA' u un iliumrlrc Intérieur de 5*"", 1 1 et une longueur
loltth^ iU* I (u*'". L» longueur est diminuée dans la figure, pour plus de
coninuulittS par la suppression de deux sections. La partie de tube à
fjaurhe de V , de \ \ * '" de long, et celle à droite de V, de 8 1 *""* de long,
ont été faites toutes deux à l'aide de solides tubes de laiton; quanta
la partie DD' située entre elles et de 20*""' de long, elle consistait en
un tube iraluniinium de même diamètre intérieur que les cylindres
(le laiton. Des (Milliers de lailon aux extrémités du tube d'aluminium
se reliaient aux e(»lliers exU'rieurs V et V soudés aux cylindres de
luilon, el formaienl ainsi des points reliés étroitement qui pouvaient
(Mrc rendus impcrnn'ables à Tair en les mastiquant extérieurement.
1 (' cvlindre v\\ vwùvv était supporté par un bloc de bois XX', isolé au

MOBILITÉS DBS IONS PRODUITS DANS LES GAZ PAR LES RAYONS DE RÔNTGEN. II23

mojen de quatre blocs de paraffine, dont deux sont représentés
par P et P'.

Le cylindre intérieur BB' était un tube d^aluminium de i*^" de dia-
mètre, terminé à ses extrémités par des pièces coniques; ce cylindre
élait coupé en C de façon que les deux parties fussent séparées par
une distance de o'""',5 et isolées par un morceau d^ébonite. A son
extrémité, le tube était supporté et maintenu dans Taxe au moyen de
Jeux petites tiges d'ébonite ; le tube, plus loin, était supporté par deux
liges de laiton Y et Y', qui traversaient les bouchons d'ébonite RR'
dans le cylindre extérieur et servaient à établir les communications
électriques. La partie B' était mise au sol, tandis que la partie B était
reliée à une paire de quadrants de l'électromètre E. On mettait
beaucoup de soin à ce que le cylindre central soit parfaitement con-
centrique au cylindre extérieur.

Les extrémités du cylindre extérieur étaient munies de forts bou-
chons de caoutchouc F et F', à travers lesquels passaient les tubes
d'entrée et de sortie du gaz terminés par les entonnoirs allongés J et J'.
Ces entonnoirs, en même temps que les extrémités coniques du
cylindre intérieur, empêchaient les transformations trop brusques
des lignes de mouvement du gaz à Tentrée et à la sortie de Tappareil
et aidaient au maintien d'un mouvement constant en DD' où les
observations avaient lieu. A gauche, en F, un tube de caoutchouc
conduisait à un sac à gaz d'environ i5(>' de capacité, le manomètre 1
mesurait la pression du gaz dans l'appareil ; à droite, en P'', une am-
poule contenant du coton de verre servait à éliminer du gaz la pous-
sière et toute électrisation accidentelle. Un tube de caoutchouc con-
duisait à un appareil, destiné à dessécher le gaz ou à l'imprégner
d'humidité, puis était relié à un grand gazomètre ordinaire. Un ma-
nomètre servait à mesurer la pression dans le gazomètre et la vitesse
de descente de ce gazomètre durant une expérience était déterminée
à l'aide d'une graduation fixée sur lui. La vitesse moyenne du courant
gazeux dans l'appareil était déduite du volume de gaz écoulé par
seconde et de la surface de la section comprise entre les deux cy-
lindres. L'eau du gazomètre était recouverte d'une couche d'huile,
semblable à celle dont on se sert dans les pompes à air. Grâce à la
faible tension de vapeur de cette huile, on arrive à éviter que le gaz
soit rendu trop rapidement humide dans le cas où l'on emploie des
gaz secs.

Le panneau XX', avec les cylindres fixés sur lui, était placé sur le
dessus d'une boîte recouverte de plomb UU', de telle façon que la partie

1124 J. ZELENY.

en aluminium DD' du tube extérieur se trouvait au-dessus de la
fenêtre d^aluminium W de la boîte. La boîte contenait un tube de
Crookes et la bobine d'induction pour l'actionner; la forme du tube
était celle employée par Fauteur dans un travail précédent (*). Ce
tube fonctionnait d'une façon plus satisfaisante que tous ceux essayés
et donnait les meilleurs résultats, à la condition d'émettre des ravon>
faibles et pourvu qu'entre chaque période d'emploi, qui ne devait
pas dépasser 3o secondes, on le laissât en repos 3 ou 4 minutes. La
bobine employée était une bobine d'Apps de 6 pouces d'étincelle,
munie d'un interrupteur à marteau; elle pouvait alimenter d'une
façon suffisamment uniforme un tube mou d'un emploi facile. La
source T des rayons se trouvait à plus de 20*^"* de l'axe des cylindres.
Le faisceau vertical étroit envoyé entre les cylindres était réglé en
faisant varier les positions du tube T, de la plaque de plomb S munie
de sa fente étroite et des deux bagues de plomb L et U fixées sur le
cylindre DD'. Le réglage se faisait d'abord géométriquement puis était
>érifié et complété à l'aide d'un écran fluorescent placé au-dessus de
l'appareil. Les lames de plomb H et H' servaient à restreindre l'ou-
verture de la fenêtre W, et la couverture de plomb Z empêchait que
des rayons ou du gaz ionisé ne pénétrassent l'atmosphère de la pièce.
L'électromètre à quadrants E employé pour les mesures était un
petit modèle du type bicellulaire, l'aiguille était suspendue par un fil
de quartz, et chargée par le liquide au-dessous au moyen d'une
batterie de 160 petits accumulateurs; un fil métallique reliait une
paire de quadrants à la partie BC du cylindre intéressé; électromètre
et conducteur étaient tous deux protégés par une cage métallique
reliée au sol. La clef K permettait de relier au sol les quadrants isolés
à n'importe quel moment.

La capacité des deux quadrants et de la partie du cylindre intérieur
qui leur était relié, en même temps que celle du fil conducteur, était
d'environ 53 unités C. G. S. L'électromètre avait une sensibilité d'en-
viron 5oo divisions pour i volt, l'échelle étant à une distance de iSo"**".
A l'aide de la batterie d'accumulateurs N, on maintenait à n'importe
quelle valeur désirée le potentiel du cylindre extérieur AA'; le dispo-
sitif de l'accumulateur supplémentaire O et du mégohm divisé M per-
mettait d'ajouter une fraction du voltage d'un élément.

En ouvrant un robinet sur le gazomètre on faisait passer le gaz de
ce dernier dans l'appareil puis dans le sac à gaz de l'autre côté, à une

(•) J. Zelemy, PhiL Mag., juillet 1898, p. ii6.

HOBILITÉS DES IONS PRODUITS DANS LES GAZ PAR LES RAYONS DE RONTGBN. I 1 ^5

distance déterminée par les poids placés sur le gazomètre, il pouvait
ensuite repasser dans celui-ci et revenir à nouveau. Il est nécessaire
pour une expérience d'avoir un volume considérable de gaz, la mé-
thode est ainsi limitée à un petit nombre de gaz qu'il est possible
d'obtenir en semblables quantités et qui n'attaquent pas les appareils.

§ 4. — Corrections et précantions observées pendant les expériences.

L'auteur indique les précautions prises pour obtenir un courant gazeux
constant et uniforme, ainsi que celles nécessaires pour la détermination de A
et de X : il prend pour X la distance comprise entre le milieu du pinceau de
rayons Rôntgen et le joint isolant reliant les deux parties du cylindre intérieur.
Pour ce qui a trait à A, remarquons qu'en portant en abscisses les potentiels
du tube extérieur, en ordonnées les valeurs du courant recueilli par le deuxième
électrode, on obtient une courbe partant de 0 passant par un maximum et
décroissant ensuite et coupant Taxe des x. Sauf dans cette dernière partie où
par suite de la diffusion il se produit une légère incurvation, les deux branches
de la courbe sont sensiblement deux droites.

L'auteur prend comme valeur de A le point où le prolongement de la
deuxième partie rectiligne rencontre Taxe des abscisses.

L'auteur analyse ensuite les causes d'erreurs, indique qu'il a été amené
à faire une correction de 2 pour loo, due d'abord à la présence de charges
libres dans le gaz, charges tendant à modifier le champ électrostatique entre
les cylindres et ensuite à la chute notable de potentiel aux électrodes qui
diminue l'intensité électrique dans l'espace intermédiaire.

§ 5. — Variation des conditions expérimentales.

Dans le but de vérifier la précision de la méthode, les conditions expé-
rimentales suivantes ont été modifiées : vitesse du courant gazeux, distance
du faisceau de rayons à la liaison isolante entre les deux parties du cylindre
intérieur, intensité, diamètre du cylindre intérie 'r, nature de la surface interne
du cylindre extérieur.

§ 6. — Marche des expériences.

La position du faisceau de rayons réglée, et la distance X mesurée avec soin,
le cylindre A A' était, à l'aide de la batterie N, porté au potentiel voulu. A l'aide
de la clef K, on coupait la communication qui mettait au sol, les quadrants de
Télectromètre reliés à la partie B du cylindre intérieur; le zéro de l'échelle
était alors noté ainsi que la position du gazomètre. A un moment précis,
observé sur un chronomètre; le robinet du gazomètre était ouvert et le gaz
traversait l'appareil, après un intervalle de 10 secondes, suffisant pour amener
la constance du courant gazeux, on mettait en fonctionnement pendant 3o se-
condes la bobine d'induction, le gazomètre était fermé et les quadrants de

11^ J. IKLESn-.

rélcctroaiètre de BOOTeao mis ao sol et la défiacioa de Félectroinétre notée.
D« Tolame de gaz écoalé et de la pression on déduisait la vitesse moyenne dn
conrant gaieoi. Un intenralle de 3 minâtes séparait les eiipériences, et le
potentiel de AA' était changé de façon i obtenir des dériations de rêlectro-
mètre de pins en pins faibles jnsqn'i devenir .Toisi nés de léro. Après cette
marche descendante on frisait alors varier en sens inverse le potentiel afin
d'avoir des déviations de plus en pins fortes de Félectrométre; de cette façon
on pouvait s'apercevoir des modifications qui avaient lien dans l'intensité des
rayons, car dans ce cas les deni séries de points se seraient trouvées sur des
couches dlnclinaisou différente. En faisant varier la vitesse dn conrant gazeni
et la distance \. l'auteur reconnut d*abord que les valeurs de la mobilité éi aient
d'autant plus faibles que les ions mettaient plus de temps à traverser l'espace
séparant les deu& cylindres, puis que. pour deux valeurs de \ différentes, la
vitesse du courant gazeui étant changée dans le même rapport, le temps mis
par les ions pour parcourir la même distance que précédemment ne variait
pas.

L'auteur faisait passer le gaz, afin de le dessécher, à travers un long tube
horizontal, en partie rempli d'acide snlfuriqne, et i travers une grande
quantité de chlorure de calcium; lorsqu'il voulait le saturer de vapeur d'eau,
il le faisait barboter dans un flacon contenant de l'eau puis à travers un tube
rempli à moitié dn même liquide.

§§ 7, 8, •, 10, il.

Ces paragraphes contiennent les résultats des diverses expériences effec-
tuées; comme les mobilités sont réunies dans le Tableau de la conclusion du
Mémoire, nous indiquons seulement en détail les recherches effectuées sur
Tair humide afin de faire bien voir la manière dont Fauteur détermipe les
mobilités.

Température : T = 14", 3C.; X = ^•■jfio; a = oF",5o; b = a*",S55.

Largeur du faisceau o**, ao. Pression barométrique 75**, 4-

Excés de pression dans le gazomètre, i***,56 de mercure; i l'intérieur de
l'appareil, o**,59 de mercure.

10 accumulateurs = 4^^*'**»6-

La vitesse moyenne du courant gazeux était de !i5^,2 par seconde cor-
rigée.

Ions positifs.

Voltage Dériation

du de réiectromètre

cylindre eitérieur. en 3o secondes.

ÉlémenU. Divisions.

-•-10 i4^

11 io>,>
14 ^8 , ')

lO îàj,5

UOBILITBS DKS I0N9 PRODUITS D*\B L

Voltige

cylindre extérieur.

ÉIcmcntï.
+ i8
+ 19

Déviation
de l'élcclrumètre
en 3(1 accondcs.

La courbe ci-<
tages et les dévi

>ntre (fig- i) reprdsenti: la relation c
liions qui leur correspondent. La couri

s dilTérents vol-
s'approcliant de

f/omùre tfilements depiU

l'aie des X est d'abord une droite, puis devient convexe à son voisinage; pour
des voltages plus petits que ceux employés, la courbe aurait été concave par
rapport au même axe. Pour obtenir le vultage nécessaire pour qu'un ion par-
tant de la surface du cylindre extérieur au milieu du faisceau, atteigne le
milieu de la jonction du cylindre intérieur, il suf6L de piolunj^er jusqu'à sa
rencontre avec l'axe des t la partie reciiligne de la courbe. .Mais, par suite
de la diffusion et des autres causes qui tendent à produire une dispersion des
ions, l'inclinaison de la partie rectiligne est elle-même modifiée, et les correc-
tions ne peuvent se faire qu'expérimentalement en faisant varier le temps que
mettent les ions pour aller d'un cylindre à l'autre.

La vitesse obtenue â l'aide du voltage déterminé par le prolongement de la
partie rectiligne sers la mobilité pour cette mesure, il est bien entendu qu'il

• .r»^l

;• - M ^

J. >

- -J^

ft ■»

* '-

•.j

1/^ '«A'V'tW*, Il /#^4«'»tiO .*»» ?*)HUCje»-

/X* r ^#f *e^>viufie.

^ V* y i^ ^
f - V y/|.

>> fAT fecmÂe.

= :'■". >î s*ir «i:î5»2

l'4 U/*ttf \ t*'\0t* té-uU' \t% r^«ij|l4t* A'-*' *:\f^r^^ll'•^^? où !•?> m-rb ^tr»* >«'nt en
*ft't'ftn$/* K *i Un *;»1/ rjrt / orr^*pori/J;»nC'"h d^ T ro ab*cî*?^*- il <^t facile «le ^••ir

i DKS IUN4 PRODUITS DANS LKS GAZ PAR LES MAVONS DB RiiNTGK!<. I

que les mobilités décroissent
unrs des correciioDs disparais
lités sont données en prolongi

a mâme icmp* que T; quand T = o quclqucs-
ent, et les valeurs les plus probables des niobi-
int la ligne reliant les dilTércnts points jusqu'à

_—

■

—

■"

J-

— ^

-■/^

f^im

—

Taxe tics _>-. Avec la correction de a
mobilité des ions négatifs à i4" et
M-conde et celte des ions positifs, dnr

paragraphe 4 la
est de i'*.3i par

, i'"',Î7.

H2.

de;

Remarqaei sur les expérionces.

'alci

i ohlemii

es po

■ la

nobilité ea faisant

Les variations
varier T sont plus consitlviiibles dans le cas où les vitesses des ions sont
|)lus grandes. Toutefois, dans le cas de Tacidc carbonique humide ou
sec, l'inclinaison des courbes est quelque peu diderenle pour des
valeurs à peu près égales des vitesses. Dans quelques cas, oii la série
des pniiils pour l'ion positif ou négatif ne permettait pas de déter-
miner a\cc une précision suffisante l'inclinaison de la ligne à tracer
pur eux, la ligne passant par l'autre série de points servait de guide.

Dans tous les gaz, la présence de \apeur d'eau diminuait la vitesse
<lcs ions négatifs, tandis que, dans l'acide carbonique, la vitesse des
iiins positifs était en mj'nie temps considérablement augmentée. Il
semble probable que ces variations sont dues à quelque eil'cL modiltant
la diuiension des ions, et il est possible que quelques molécules de
vapeur d'eau se lisent sur les ions négatifs. Il est intéressant de noter
dans ce sens les résultats récents de C.-ï.-R, Wilson qui montrent
que, dans l'air sursaturé, l'eau se condense plus rapidement sur les
ions négatifs.

I l3o J. ZELENY.

Bien que, dans la plupart des cas, les lectures indiquent une plus
grande firéxision, l'erreur maximum, dans chaque délerminalion,
est moindre que 5 pour loo. Pour plus de commodité, toutes les
valeurs obtenues sont réunies ici dans un seul Tableau, les résultais
étant donnés en centimètres par seconde, à la fois pour un champ de
1 volt par centimètre et pour un champ de i unité électrostatique
par centimètre.

Mobilité des ions.

Vitesses en centimètres
par seconde

dans un champ dans un champ Rapport

de I voit de i unité E. S. des

par centimètre. par centimètre, mobilités

— -^-i^^v.— *^ — - — -fc^---— ^- — . des ions Tempè-

Gaz. Ions -H. Ions—. Ions -+-. Ions —. -»- ei — . rature.

Air sec i ,36 1,87 4o8 56i 1,3-5 iS^S

Air humide 1,37 i,5i 4ii 4^8 1,10 î4,o

Oxygène sec 1,36 1,80 408 54o i,3!i 17,0

Oxygène huinidt* 1,29 i,5'2 387 4^6 1,18 16,0

Acide r.irboniqiie sec ... . 0,76 0,81 '27.8 2\'i 1,07 17,')

Acide carbonique liiimide. 0,8*2 0,75 -246 225 o,9i5 177^

Hydrogène sec 6,70 7,95 2010 2385 1,19 20,0

Hydrogène humide 5,3o 5, 60 1590 1680 i ,o3 20,0

On voit que, sauf dans le cas de l'acide carbonique humide, la
mobilité de l'ion négatif est toujours la plus grande; il faut, en com-
parant les \aleurs obtenues pour les dillérenls gaz, ne pas négliger la
température à laquelle les observations ont été faites. L'inlluence de
l'humidité étant inconnue à l'époque où rauteur(*) a déterminé le
rapport de-i luobilités, les gaz n'avaient pas été séchés, de façon que
les valeurs trouvées se plaçaient entre celles données ci-dessus pour
les gaz secs et humides. Au stijet des gaz employés dans les expé-
riences précédentes, et qui ne l'ont pas été dans celles-ci, on avait
fait passer le gaz ammoniac emj)Joyé à travers deu.v longs tubes
remplis de chaux, l'acét>lène dans un long tube de carbure de cal-
cium; (pijint au [)i()t()xyd(* d'azote, il était utilisé direclemeut du
cylindre (pii le (*oulenait.

(') /klin^, /*/iii. .l/«^., juillet i89?<.

MOBILITKS DES IONS PRODUITS DVNS LKS GAZ PAR LKS RAYONS DK HoNTGKN. Il3l

HiitlierfonI (*) a obtenu, pour la somme des mobilités des ions
produits par les rayons de Riinlgen :

Air 3 , >. par s«^conde

Oxvjîèiu* '2,8 »

Aride carbonique ?., i5

Hytlrogène fo,4

Il n'est pas fait mention si les gaz étaient desséchés, mais la \aleur
pour l'air concorde bien avec celle donnée ci-dessus pour les mobi-
lités dans Tair sec, tandis que, pour Thydroi^cne et roxjgènc, les
\aleurs correspondent avec celles données pour les j;az humides;
quant à celles dans le cas de l'acide carboni(pic. elles sont de /\o
pour loo plus élevées que celles contenues dans ce Mémoire. Il est
intéressant de comparer les mobilités des ions produits par les rayons
de RTnlj^en avec celles trouvées dans le cas où 1 ionisation est causée
par la lumière ultra-violette ou par la décharjjje au moyen de pointes,
car elles présentent une ressemblance étroite.

Pour la conduction produite par la lumière ultra-violette, Rulher-
ford (^) obtint, avec des gaz secs, pour la mobilité des ions négatifs :

Air I ,•;• par seconde

Ihdrogène 3,9 »

Acide carbonique <>î7^ »

La valeur, dans le cas de Tacide carbonique, e>t voisine de celle
obtenue ci-dessus, les autres sont considé-rablemenl plus faibles.

Les mesures de A. -P. Chattock (^) lui ont donné pour la dé<*barge
par pointes dans 1 air sec :

[iV"* par seconde dans un champ de i unité électrostatique pour les ions

positifs;
540*^"' par Siîconde dans un cham|> de 1 unilé électrostatique pour les i«»ns

néj^alifs.

Ces \aleiirs sont à peu prés celles (|ui se trouvent dans le Tableau
où sont les résullals de l'auteur, dans les cas des ions produits parles
rayons de Rcinlgen.

J.-S. Townsend (*) a montré que, en partant de la mobilité des

(*) K. UuTHEUFoRD, Phi'f. MasT-, novembre i%7.

(2) fc:. liuTHERKORD, Pror. Catub. Phil. Soc, Vol. IX, Part. VllI.

(') A.-F^. Chattock, Phit. A/ai{., novembre 1899.

(♦) J.-S. Townsend. Phil. Trans., A., Vol. CXCIII, p. i5î.

fili j. zEUDnr.

ions et de lear coefficient de difiosioD dans le gai, on peni a%oir la
valeur de Se. S étant le nombre de molécules dans i***, e la diarge
portée par Tion. et, en comparant ce nombre avec celai correspondant
au cas de Téleclrolvse. il est possible de déterminer les cliar;ges des
ions des deun signes.

En employant les mobilités v du Tableau de ce paragraphe et les
coefficients de dîlTusion K des Tableaux de J.-S. Toimsend. on a les
valeurs de \^ pour les ions positifs et n^atifs à la fois dans les gaz secs

et humides, à l'aide de la formule Xr = — ^

Le Tableau ci-dessous donne ces résultats :

Vn/eurs de \ex. lo-*».

Gaz honide. Gax sec.

Gaz. Ions +. loas — . loss -*-. loas — .

Air i,a8 1.29 1,46 f,3i

Oftjgène 1,34 f,a7 i,63 i,36

Hydrogène 1,24 1,18 i,63 i,aS

Acide carbonique 1,01 0,87 0,99 0,93

L«a valeur correspondante de Ne pour l'hydrogène dans Félectrolysp
des liquides est 1 ,*24 x 10"'* a une pression de 76^" de mercure et a la
Icmp^'rature de 1 5** C.

Les valeurs de Ne données par le Tableau pour les ions positifs et
négatifs dans le cas de l'air, de Thydrogène et de foxygène humides
concordent peut-être suffisamment pour justifier celte opinion que les
charges portées par les ions positifs et négatifs sont les mêmes, que
la valeur est aussi la même pour les trois gaz, et correspond à la charge
portée par Tien d'hydrogène dans rélcctrolyse. Les valeurs de Ne,
pour les ions négatifs dans le cas des trois mêmes gaz secs, ne sont pas
très différentes de celles trouvées précédemment avec ces gaz humides ;
mais, si l'on considère ce qui a lieu pour les ions positifs, les résultats
sont considérablement plus grands. 11 semble vraisemblable, toutefois,
c|ue les charges portées par les ions ne diflcrent pas dans les gaz secs
et humides, puisque l'humidité ne doit probablement pas influencer
rinnisation, mais doita^ir sur les ions après leur formation durant la
formation du cortège de molécules autour d'eux, ou bien modifier
la résistance à leur mouvement. Donc, si les charges sont égales dans
1rs «;:az liiiniidcs, elles doÎNcnt l'être aussi dans les *j;az secs.

Lf's valeurs de \<' pour l'acide carbonique sont plus faibles que

MOBILITÉS DES IONS PRODUITS DANS LES GAZ PAR LES RAYONS DE RUNTGEN. Il3:i

celles obtenues pour Thydrogène dans Trleclrolyse, et montrent une
charge des ions plus faible; mais de Tanalogie avec les liquides nous
devrions nous attendre à ce que, si les charges variaient, ce doit être
«lans le rapport de i à 2 ou plu.^, à moins qu'il soit possible d'avoir
une charge plus faible que celle portée par Thydrogène dans Télec-
Iroiyse.

L'auteur ne peut rendre compte des difl'érenres des valeurs <le Nf?
en les supposant dues à des erreurs dans la détermination des mobi-
lités, car ceci signifierait rexisteiice, dans les expériences, d'une erreur
influençant, dans certains cas, les résultats pour les ions positifs seuls;
dans d'autres, les valeurs trou\ées pour les ions positifs et négatifs,
et dans d'autres se trouvant sans effet.

Les expériences décrites dans ce Mémoire ont été exécutées au
Cavendish Laboratory à Cambridge, et je désire exprimer ici mes
remerciements au professeur .I.-J. Thomson pour les encouragements
et les conseils précieux qu'il m'a donnés au cours de (*es recherches.

FIN.

Flfclriiii.t el cor/iiuriilf.

TABLE DES MATIÈRES.

Avertissement et Tableau synoptique vu

Max Abraham. — Principes de la dynamique de Télectron i

John Aitken. — Poussière ; brouillards et nuages 49

Henri Becquerel. — Extraits de diverses Noies 5a

L. Benoist et D. Hurmuzehcu. — NouTellcs propriétés des rayons X 80

Eugène Blocii. — Recherches sur les ions de faible mobilité 82

H. Buisson. — Mesure de la vitesse des particules éleclrisées dans la décharge

par la lumière ultra-violette ^4

A. -P. Chattock. — Sur la vitesse et la masse des ions daus le vent électrique

produit dans l'air 97

CouLiER. — Note sur une nouvelle propriété de l'air 109

William Crookes. — Sur la matière radiante ii3

P. Curie et M— S. Curie. — Extraits de diiïér<*ntes Notes ia3

H. Deslandres. — Propriété nouvelle des rayons cathodiques qui décèle leur

composition complexe i49

II. Deslandres. — Explication simple de plusieurs phénomènes célestes et ter-
restres »53

G0LDSTEIN. — Émission de rayons cathodiques par le Soleil I53

S. .Ahrhenius. — Emission de particules électrisées par le Soleil 139

P. Drude. — Théorie électronique des métaux i^»2

Th.-A. Edison. — L'effet Edison i83

J. Elster et II. Geitel. — Recherches sur la conductibilité et la radioactivité

de Tatmosphèrc i8j

Paul Ewers. — Sur le mécanisme des rayons cathodiques et des Kanalstrahlen. 323

W. GiESB. — Conductibilité des gaz extraits des flammes 333

W. GiESB. — Fondements d'une théorie corpusculaire de la conductibilité 33(>

F. GiESEL. — Sur la déviation des rayons de Becquerel dans un champ ma-
gnétique 240

GoLDSTEiN. — Sur une forme non étudiée de rayons cathodiques 3'|3

Robert von Helmholtz. — Expériences avec un jet de vapeur 352

Robert von Helmholtz et F. Righarz. — Actions d'origine chimique et élec-
trique influençant le jet de vapeur 335

H. Hertz. — Sur une influence de la lumière ultra-violette sur la décharge

électrique 261

Hittorf. — Sur la conductibilité électrique des gaz 370

H.-E. HuRST et J.-S. Townsend. — La production des ions par le choc des ions

positifs et théorie du potentiel disruptif ioo3

W. Kaufmann. — La déviabilité magnétique et électrique des rayons de Bec-
querel 384

W. Kaufmann. — Sur la masse électromagnétique des électrons 394

W. Kaufmann. — Voir le Mémoire de M. Simon, Sur le rapport de la charge
électrique à la masse des rayons cathodiques, p. 713.

II 36 TABLE DBS MATIÈBE8.

Pares.

P.-J. KiRKBY. — Sur la conductibilité produite dans Tair par les chocs des ions

négatifs 3o^

P.-J. KiRKBY et J.-S. TowNBEND. — Conductibilité produite dans l'hydrogène

et le gaz carbonique par les chocs des ions chargés négativement 971

P. Lanoevin. — Extraits de diverses Notes 3io

J. Larmor. — Notice historique 334

J. Larmor. — Extraits de l'OuTrage • Aelher and Matter » 336

Philipp Lenard. -— Extraits de différents Mémoires 36a

H. -A. LoRENTZ. — Sur la théorie des électrons 4^o

H. -A. LoRENTZ. — Phénomènes électromagnétiques dans un système qui se

meut avec une vitesse inférieure à celle de la lumière 477

H. -A. LoREXTZ. — Émission et absorption parles métaux 5oo

J.-A. Me Clelland. — Sur la conductibilité des gaz chauds extraits des

flammes 5i3

R.-K. Me Glunq. — La recorobinaison des ions dans les gaz à différentes pres-
sions S22

R.-K. Me Cluno. — Effets de la température sur l'ionisation produite par les

rayons de Rôntgen 533

Erich Marx. — Sur l'effet Hall dans les gaz de la ftamme 537

G* MoREAU. — De l'ionisation thermique des vapeurs salines 5)o

H. Pellat. — Reproduction des parties principales de Noies ou Mémoires 0)7

Jean Pbrrin. — Électrisation des rayons cathodiques et ionisation due aux

rayons X 5.>K

Plucker. - De l'influence d'un aimant sur les décharges électriques dans les

gaz raréfiés 5(*»6

H. PoiNGARE. — Sur la dynamique de l'électron 676

O.-W. RiciiARDBON. — Conductibilité électrique communiquée au vide par les

conducteurs chauds * ôSi

Eouard Riecke. — Contribution i la théorie des électrons et des ions 603

A. Rionr. — Phénomènes électriques produits par les rayons de Rôntgen 61')

A. RiOHi. — Convection électrique suivant les lignes de force 617

£. RuTHERFORb. — La mobilité des ions et leur vitesse de recombinaison dans

les gaz rôntgenisés 619

E. RuTHERPORD. — Les rayons de l'uranium et la conduction électrique pro-
duite par eux 638

E. RuTHERFORD. — La décharge des corps électrisés par la lumière ultra-
violette 667

E. RuTUERFORD. — La déviation électrique et magnétique des rayons peu pé-
nétrants du radium 681

E. RuTHERFORD et J.-J. Thomson. — Sur le passage de l'électricité à travers

les gaz exposés aux rayons de ROntgen 764

Saonac. — Extraits de ses publications 684

G. Saonac et P. Curie. — Électrisation négative des rayons secondaires issus

de la transformation des rayons X t^o

A. SCHUSTER. — Décharge de l'éleciricilé dans les gaz 706

S. Simon. — Sur le rapport de la charge électrique i la masse des rayons

cathodiques 7i5

J. Stark. — L'origine des spectres électriques des gaz 736

J. Stark. — Sur l'ionisation par le choc des ions positifs et négatifs 74)

J. Stark. — Sur le mécanisme de Tare électrique .' 7^1

J.-J. Thombon. — Sur les effets électriques et magnétiques produits par le mou-
vement des corps électrisés 75*)

TABLE DES MATIÈRES. IlSj

Pâirei.

J.-J. Thomson. — Décharge de réiectricité produite par les rayons de Rœntgen;

eflels produits par les rayons sur les diélectriques qu'ils traversent 7G1

J.-J. Thomson el Rutherford. — Sur le passage de l'électricité à travers les

gaz exposés aux rayons de Rôntgen * ... * 7G4

J.-J. Thomson. — Rayons cathodiques 779

J.-J. TuoMsoN. — Sur la charge électrique transportée par les ions produits par

les rayons Rôntgen 802

J.-J. Thomson. — Théorie de la relation entre les rayons cathodiques et les

rayons Rôntgen Suj

J.^J. Thomson. — Sur la relation entre la composition chimique d'un gaz et

rionisation qu'y déterminent les rayons ROntgen 83:>

J.-J. Thomson. — Sur la théorie de la conductibilité électrique produite dans

les gaz par les ions chargés ' 887

J.-J. TuoMSON. — La production des ions dans la décharge de Télectricité. . . . 853

J.-J. Thomson. — Sur une sorte de radiation facilement' absorbable produite
par le choc des rayons cathodiques lents; et sur une théorie de la lueur
négative, de l'espace sombre et de la colonne positive KGi

J.-J. Thomson. — Sur la charge électrique transportée par un ion gazeux S79

J. Townsend. — Conductibilité produite dans les gaz par les chocs des ions

chargés négativement 88 1

J. Townsend. — Sur les propriétés électriques des gaz récemment préparés... (jo\

J. Townsend. — La diflTusion des ions dans les gaz 920

J. Townsend. — La diffusion des ions produits dans l'air par l'action d'une sub-
stance radioactive, de la lumière uIlra*violetlc et à l'aide de la décharge par
les pointes gSi

J. Townsend et P.-J. Kirkby. — Conductibilité produite dans l'hydrogène et

le gaz carbonique par les chocs des ions chargés négativement 971

J. Townsend. — La conductibilité produite dans les gaz à l'aide de la lumière

ultra-violette 97:}

J. Townsend. — La conductibilité produite dans les gaz à l'aide de la lumière

ultra-violette 984

J. Townsend. — Production des ions par les chocs des ions positifs dans un gaz ;

et théorie du potentiel disruptif. . , 991

J. Townsend et H.-H. Hurst. — La production des ions par le choc des ions

positifs et théorie du potentiel disruptif looa

J. Townsend. — Note sur le potentiel nécessaire pour maintenir un courant

dans un gaz 1009

r*. Villaud. — La formation des rayons cathodiques ioi3

£. WiECHERT. — Recherches expérimentales sur la vitesse et sur la déviation

magnétique des rayons cathodiques 1029

E. Wiedemann et H. Ebert. — Sur la prétendue répulsion de deux faisceaux

cathodiques parallèles io5G

£. Wiedemann. — Sur une nouvelle sorte de rayons produits par les étincelles

et les décharges électriques io58

\V. WiEN. — Recherches sur la décharge électrique dans les gaz raréfiés loGi

W. WiEN. — Sur la possibilité d'un fondement électromagnétique de la Méca-
nique ioGr>

C.-T.-R. WiLSON. — Sur les noyaux de condensation produits dans les gaz par
l'action des rayons de Rontgen, des rayons urauiques, de la lumière ultra-
violette et d'autres agents 107G

C.-T.-R. WiLSON. — Sur l'efficacité relative des ions positifs et négatifs comme

centre de condensation 1087

ll^S TABLC »ES UATIÊUMS.

IIauoli^'A, ^ilbosv. — Sor la co0<iaclibilité électrique de Fair et des rapcars

salines lo^

llAKOLb'A. MiLsos. — Le» lois de Icleclrcljse des vapeors des sels alcalias... 1099

If AfsOLf/-A. WfL*03i. — DélennisatioB. de la charge des iuns produits daus Tair

par l^s ra«oo§ R«îatjEes .• 1107

M.-J. Zellxt. — Mobilités des ious produits dans les gaz par les rayoas de

H^jotgen - II «7

VIS DK LA TAULE DES MATIEItES.

atuiiT l'ari». — Imprimerie GALTlllEU-VlLl.AUS, quai ûa Grand!>-Augu^UIl!», ^:

^^^^^^LlItRAiniU

GATl tMf-:K

■

-VIL

■

( A II H

_3^^^l

^^^^^^^^b- IPUI MM IUJIWB>-Mc>

^^^^^^1

^^^^^^^^^

^^^^^^H

F "■. -

1 , BrwIiA , ,

Oir...

■A»m<^^^M

l'HIV». ^^1

^A,,^

'"^^^^^1

KUAT ;8.>. <
1,..

rtert

1 iiHtvortitf iti^^^^l

«octtre riuKçusE im

■

^^^^

P ^an vtm.-im-tHi»

ucnutii-nLUMi

«nt

Ml «(«••-iMiMl.M ^^^H

«Il

§7M^'

Thi* book il under no o trou mal moea t
taken from the Building

i s

Internet Archive Audio

Featured

Top

Images

Featured

Top

Software

Featured

Top

Texts

Featured

Top

Video

Featured

Top

Mobile Apps

Browser Extensions

Archive-It Subscription

Save Page Now

Full text of "Les quantités élémentaires d'électricité: ions, électrons, corpuscules"

See other formats